Содержание к диссертации
Введение
1 Двухфотонная спектроскопия перехода 15-25 16
1.1 Двухфотонная спектроскопия атома водорода 17
1.1.1 Двухфотонное возбуждение перехода 15 - 25 . 17
1.1.2 Трёхфотонная ионизация 19
1.1.3 Статический эффект Штарка 19
1.1.4 Доплеровский эффект второго порядка и эффект отдачи 20
1.2 Лазерная система 21
1.2.1 Лазер на красителе 22
1.2.2 Резонатор из материала ULE 24
1.2.3 Стабилизация частоты лазера на красителе 29
1.2.4 Дрейф резонатора ULE 33
1.2.5 Спектральная ширина линии лазера 34
1.3 Водородный спектрометр 38
1.3.1 Регистрация спектров поглощения перехода 15-25 38
1.3.2 Разрешающая способность спектрометра 42
1.4 Основные результаты первой главы 46
2 EHFS(25) В атомах водорода и дейтерия 47
2.1 Сверхтонкая структура и Dz\ 47
2.1.1 Поправки к энергии сверхтонкого взаимодействия . 50
2.1.2 Величина Дп 54
2.1.3 Сверхтонкое расщепление и Di\ в водородоподобных атомах: эксперимент и теория 57
2.2 Измерение .Енрз^б1) в атоме водорода 60
2.2.1 Зеемановский спектр двухфотонного перехода 15-
25 в атоме водорода 61
2.2.2 Наблюдение расщепления в магнитном поле 63
2.2.3 Вакуумная часть эксперимента 64
2.2.4 Измерение спектров синглетного и триплетного переходов 66
2.2.5 Систематические эффекты 72
2.2.6 EftFS(2S) в атоме водорода: анализ результатов . 77
2.3 Измерение HFS(25') В атоме дейтерия 79
2.3.1 Эффект Зеемана в атоме дейтерия 79
2.3.2 Экспериментальная часть и результаты 80
2.3.3 Анализ результатов 87
2.4 >2і в водороде и дейтерии 88
2.5 Основные результаты второй главы 91
Измерение абсолютной частоты перехода 15 — 25 92
3.1 Измерение абсолютной частоты лазера на 486 нм 94
3.1.1 Фильтрация данных 95
3.1.2 Сравнение первичных стандартов частоты 97
3.1.3 Определение оси частот в измерениях 99
3.2 Анализ результатов измерения абсолютной частоты перехода IS-2S 101
3.2.1 Подгонка спектров с помощью модели формы линии 101
3.2.2 Экстраполяция динамического сдвига Штарка 104
3.2.3 Модифицированная модель формы линии и учет весовых коэффициентов 107
3.2.4 Сравнение методов обработки данных 109
3.2.5 Модельно-независимая обработка данных 110
3.3 Абсолютная частота перехода 15-25 в атоме водорода 112
3.3.1 Абсолютная частота перехода (15, F = 1, mF = ±1) — (25, F, = l,m'F = mF) 112
3.3.2 Абсолютная частота центроида перехода 15-25 .113
3.3.3 Лэмбовский сдвиг и константа Ридберга 114
3.4 Ионизация метастабильного атома водорода излучением 243 нм 115
3.4.1 Уширение спектральных линий перехода 15-25 .115
3.4.2 Модель в присутствии трехфотонной ионизации .115
3.4.3 Моделирование возбуждения в пучке 118
3.4.4 Сравнение с экспериментальными значениями 119
3.5 Основные результаты третьей главы 122
Измерение абсолютной частоты в атоме водорода и ограничение на дрейф постоянной тонкой структуры 123
4.1 Сводка основных результатов по дрейфу постоянной тонкой структуры а из геологических и астрофизических данных 126
4.1.1 Реактор Окло 127
4.1.2 Астрофизические исследования 127
4.2 Лабораторные эксперименты микроволнового диапазона 131
4.2.1 Тонкая и сверхтонкая структура 132
4.2.2 Сводка экспериментальных результатов 135
4.3 Дрейф констант и оптические переходы 139
4.3.1 Релятивистские поправки 139
4.3.2 Оценка дрейфа абсолютной частоты перехода {IS, F = 1, mF = ±1) -+ (25, F' = 1, m'F = mF) в атоме водорода 140
4.3.3 Измерения эталонных частот переходов в ионах Hg+ и Yb+ 142
4.3.4 Разделение вкладов взаимодействий различных типов 144
4.4 Сопоставление результатов по поиску дрейфа а 148
4.5 Основные результаты четвертой главы 150
5 Бихроматическая спектроскопия атома рубидия 151
5.1 Резонансы КПН 152
5.2 Исследование явления КПН в парах рубидия с помощью би-хроматического источника 154
5.2.1 Источник лазерного поля для спектроскопии резо-нансов КПН 154
5.2.2 Исследование явления КПН в парах рубидия 156
5.2.3 Высокочастотные резонансы КПН 158
5.3 Основные результаты пятой главы 160
Заключение 161
Благодарности 165
Приложения 167
- Регистрация спектров поглощения перехода 15-25
- Сверхтонкое расщепление и Di\ в водородоподобных атомах: эксперимент и теория
- Модифицированная модель формы линии и учет весовых коэффициентов
- Оценка дрейфа абсолютной частоты перехода {IS, F = 1, mF = ±1) -+ (25, F' = 1, m'F = mF) в атоме водорода
Введение к работе
Прогресс физики XX века в целом, а в особенности таких её направлений, как атомная физика и спектроскопия, квантовая физика и квантовая электродинамика, во многом обязан экспериментам, выполненным на атоме водорода. Постоянно возраставшая точность проводимых спектроскопических исследований позволила пронаблюдать и исследовать новые эффекты, для интерпретации которых потребовались революционные изменения в представлении о природе процессов, происходящих в атоме.
Первое наблюдение спектральных линий водорода относится, по-видимому, к 1802-1815 годам, когда английский физик В. Волластон, а затем независимо от него немецкий ученый И. Фраунгофер обнаружили в спектре излучения Солнца линии, называемые ныне "фраунгоферовыми линиями". г В 1821 году французский учёный А. Массой выдвинул предположение, что линии относятся к излучению водорода, находящегося на Солнце. Только через несколько десятилетий после данного наблюдения, в 1859 г. Р. Бунзен и Г. Кирхгофф установили, что свет, испущенный атомом, может излучаться и поглощаться лишь в определенных узких участках спектра (линиях), причём каждый элемент обладает характерной последовательностью спектральных линий. Было установлено, что в видимой части спектра находятся три линии атомарного водорода с длинами волн 656 нм, 486 нм и 434 нм, которые в настоящее время известны, как три первые линии серии Бальмера На$л. В 1885 году И. Бальмеру удалось систематизировать наблюдения и связать частоты линий излучения атомарного водорода эмпирической формулой, которая спустя четыре года была обобщена С. Ридбергом. Формула позволяла вычислять частоты (или длины волн) линий водорода как разницу двух членов, которые могли быть в свою очередь интерпретированы как энергии неких дискретных уровней в атоме: где п и п' - целые числа (п' > га), а Лто - эмпирическая константа. Представление о наличии дискретных уровней энергии в атоме противоречило
Исторический материал, приводимый во Введении, почерпнут из книги [1].
Введение принятой в то время резерфордовской модели атома. Кроме того, модель Резерфорда, рассматривавшая движение электрона по орбите в рамках представлений ньютоновской физики, не давала объяснения существованию стабильных атомных систем и не позволяла объяснить наблюдаемых экспериментальных результатов, В 1913 году Н. Бор сформулировал два постулата, заложенных в основу его модели атома: (і) электрон в атоме движется по классическим, но дискретным траекториям, определяемым т.н. энергетическими уровнями атома и (іі) движение по этим траекториям осуществляется без излучения энергии. Модель позволила объяснить формулу Ридберга (1) и выразить ридберговскую константу2 через массу те и заряд е электрона, постоянную Планка Н и скорость света с :
Яоо = ^ У (2)
Атсп с однако вопрос, почему движение электрона по орбитам должно быть безыз-лучательным, оставался нерешённым.
Формулировка принципов квантовой механики Э. Шредингером и В. Гейзенбергом в 1926 году открыла путь к решению этой проблемы. Понятие о корпускулярно-волновом дуализме, волновой функции и стационарных состояниях изменило представление о движении электрона в атоме и о процессах излучения энергии. Согласно уравнению Шрединге-ра, энергия уровней атома водорода меняется обратно пропорционально квадрату квантового числа п при том, что наинизший уровень с п = 1 (основное состояние) имеет энергию связи около —13,6 эВ. Квантовая механика позволила интерпретировать экспериментальный спектр водорода, однако некоторые наблюдавшиеся особенности спектра тем не менее выходили за рамки этой революционной теории.
В 1887 году А. Майкельсон и Морли с помощью изобретенного Май-кельсоном интерферометра обнаружили, что наиболее сильная из видимых линий спектра водорода, соответствующая переходу п = 2 — п' — 3 (На, А = 656.3 нм), оказывается расщепленной на две компоненты. Уравнение Шредингера не позволяло объяснить подобное расщепление. Наличие расщепления, или т.н. "тонкой структуры", а также опыты О. Штерна и В. Герлаха, которые обнаружили в 1922 году расщепление пучка атомов водорода в неоднородном магнитном поле, позволили двум голландским физикам Дж. Уленбеку и С. Гаудсмиту выдвинуть смелую гипотезу. Гипотеза, появление которой датируется 1925 г., приписывала электрону собственный момент количества движения s, создающий соответствующий магнитный момент, который впоследствии был назван спином. В 1928 году П. Дирак сформулировал принципы релятивистской квантовой механики, которые позволили интерпретировать тонкую структуру атома водорода 2В гауссовской системе единиц
Введение как результат взаимодействия спина электрона з и его орбитального момента I. Появление тонкой структуры в спектре водорода возникает из-за снятия вырождения по полному моменту электрона j, представляющему собой сумму моментов з а I. Кроме того, из дираковской модели следовало существование античастицы, полностью идентичной электрону, но обладающей противоположным зарядом.
Появление новых экспериментальных методов и повышение точности измерений через некоторое время снова вывело спектроскопические результаты, полученные на атоме водорода, на качественно новый уровень, не укладывавшийся в рамки дираковской модели. В 1947 году У. Лэмб и Р. Резерфорд методами радиочастотной спектроскопии обнаружили, что энергии возбужденных состояний 2Sy2 и 2Р]_п слегка различны, несмотря на то, что оба эти состояния обладают одинаковым полным моментом j = 1/2. Сдвиг уровня, лежащий в основе наблюдаемого расщепления, получил название "лэмбовского сдвига".
В 1946-48 гг. Ю. Швингер, Р. Фейнман и С. Томонага построили фундамент современной теории квантовой электродинамики (КЭД), которая позволила с большой точностью вычислять все процессы электромагнитного взаимодействия электронов и фотонов. КЭД дала исчерпывающее объяснение природы лэмбовского сдвига, основной физической причиной которого являются квантовые флуктуации электромагнитных и электронно-позитронных полей вакуума, меняющие потенциальную энергию V(r) = —Ze2/r взаимодействия электрона с ядром (Ze - заряд ядра, г - расстояние от ядра).
Взаимодействие орбитального момента электрона j с электрическим и магнитным моментами ядра также приводит к расщеплению уровней атома. Данное расщепление, называемое "сверхтонким", является для атома водорода самым слабым из вышеперечисленных. В одноэлектронных атомах каждый энергетический уровень расщепляется на два, которые отличаются проекциями ядерного спина на вектор полного момента электронной оболочки j. Структура уровней атома водорода сп = 1ип = 2в представлении различных теорий изображена на рис. 1, наглядно демон-стрирущем переход от одной модели атома к другой. Поправки КЭД к дираковской модели и сверхтонкая структура отображают энергетические уровни атома водорода в том виде, в котором они известны современной физике.
Поскольку атом водорода является атомной системой, характеристики которой в большой степени поддаются точным расчетам, он играет огромную роль при проверке достоверности и полноты различных физических моделей. Явившись в свое время важным экспериментальным объектом в построении современной физики, в настоящее время атом водорода играет не менее важную роль при определении фундаментальных констант и других фундаментальных величин.
Введение
Е [эВ]. О
Бор Дирак КЭД СвеРнкая ы«н МпНаП «"и структура п = 2 ///////////////s^sss////;///////S///////S/////// ( = 0
7=3/2
7 = 1/2
243 нм
243 нм -13.6 F = 0 ;=1/2
Рис. 1: Уровни энергии атома водорода с п — 1 и 2 в представлении воровской модели атома (Бор), релятивистской теории Дирака (Дирак), и теории квантовой электродинамики (КЭД) (не в масштабе). В правой части рисунка представлена сверхтонкая структура уровней. Схематически изображён двухфотонный переход на метастабильный уровень 25, обладающий длительным временем жизни, равным около ЦО мс.
Постоянная Ридберга (2), являющаяся универсальным масштабирующим фактором энергии связи в атоме, определяется методами лазерной спектроскопии атома водорода в комбинации с расчетами КЭД. Благодаря возросшей точности вычислений КЭД и высокой степени доверия к её методам вычисления, расчёты КЭД в настоящее время входят в определение многих фундаментальных величин, например, постоянной тонкой структуры a = e2/hc (см., например, [2]). Так, из результатов прецизионного измерения ^-фактора связанного электрона в ионе С5+ и расчётов КЭД может быть определено отношение масс электрона и протона /л — те/тр [3], что в 4 раза превосходит по точности экспериментальный результат [4]. Наиболее точное значение для постоянной тонкой структуры а также получено из обработки экспериментов на ионе С5+ с помощью аппарата КЭД 15].
Новым толчком к дальнейшему развитию методов КЭД послужило появление квантовой хромодинамики (КХД) - современной теории, описывающей сильные взаимодействия. Теории КЭД для связанных состояний и КХД оказались тесно взаимосвязаны и новые результаты, получаемые в одном из теоретических направлений, зачастую имеют близкие аналоги в другом из них. В качестве примера можно привести исследования позитрония и тяжёлого кваркония. Атомные системы являются удобным лабо-
Введение раторным объектом для проведения тестов физики связанных состояний, результаты которых играют важную роль как для понимания процессов, происходящих в атоме, так и в ядре. Атом водорода за счёт своей относительной простоты и стабильности является прекрасным объектом для проведения тестов КЭД связанных состояний.
Прецизионные расчёты энергий уровней, выполненные с использованием КЭД связанных состояний, сталкиваются с проблемой неопределенности распределения заряда в ядре. Ошибка, вносимая этой величиной в расчёт, делает нецелесообразным учёт поправок КЭД и соответствующих им физических процессов начиная с некоторой степени малости. Для проведения тестов "чистой" КЭД предпочтительно исследование лептонных систем (позитрония е~е+ и мюония е~~/л+), проведение экспериментов в которых, однако, затруднено ввиду их короткого времени жизни. Кроме того, существует возможность проведения расчетов специфических разностей энергий, позволяющих устранить основной вклад адронных эффектов и тестировать непосредственно вклады, описываемые в рамках КЭД.
Одной из целей данной работы является прецизионное измерение сверхтонкого расщепления уровня 25 в атоме водорода и дейтерия, требуемое для определения разности >2i: >2i = 8SHFs(2S) - Shfs(IS), (3) где Ehfs(2S) и hfs(1-5) ~ величины сверхтонкого расщепления уровней 2*5 и 15 соответственно. В отличие от непосредственных расчетов EHfs(25) и Ekys{1S), которые на несколько порядков величины менее точны, чем экспериментальные данные, расчет D2\ опережает по точности эксперимент за счет сокращения эффектов, связанных с конечными размерами ядра (см, работу [6] и ссылки в ней). Для сопоставления теоретического и экспериментального значений D21 и проверки поправок КЭД высоких порядков требуются прецизионные методы измерения расщепления возбужденного состояния J5hps(25), поскольку ошибка, вносимая величиной ?hfs(1-'S') в Г>2і оказывается пренебрежимо малой.
В настоящей работе разработан и реализован новый дифференциальный оптический метод прецизионной спектроскопии уровня 25 в водоро-доиодобных атомах, обладающий относительной точностью, в несколько раз превышающей точность радиочастотных методов [7, 8, 9]. В работе получено новое значение для сверхтонкого расщепления уровня 25 в атоме водорода с рекордной точностью.
Впервые двухфотонное возбуждение атома водорода в 25 состояние было осуществлено Т. Хэншем [10] с помощью импульсного лазерного источника. За этим экспериментом последовала серия работ с использованием непрерывного лазера и газовой ячейки, а затем холодного атомного пучка, проведённая в Германии под руководством Т. Хэнша. В 1999 г. была достигнута точность в определении абсолютной частоты перехода 15-25
Введение в 1.8 Ю-14 [11]. Наряду с этим в Париже под руководством Ф. Бирабена велись работы по возбуждению атома водорода на другие уровни (15-35, 2S-8D и др.) [12]. В настоящее время точность определения константы Ридберга определяется в основном ошибкой парижского измерения, что связано с большой естественной шириной уровня SD и его чувствительностью к возмущениям. Несмотря на то, что экспериментальная ошибка в измерении частоты 15-25 не является в данный момент ограничивающим фактором в определении R^, необходимо проведение дополнительных экспериментов по измерению абсолютной частоты уровня 15 — 25 для выявления возможных систематических эффектов, дающих вклад в результат измерения. Водородный спектрометр в г. Гархинге (Германия) [13] является уникальной установкой, на которой возможно проведение экспериментов по прецизионному определению частоты перехода 15 — 25.
На рис. 2 представлен прогресс точности спектроскопических измерений, выполненных в атоме водорода в течение последних 10 лет. Данные относятся к эпохе бурного развития методов измерения абсолютных частот оптических переходов, кульминировавшей в 1999 г. появлением "оптической гребёнки" на базе импульсно-периодического фемтосекундного лазера с пассивной синхронизацией мод, что позволило фазово-когерентно связать диапазоны оптических и радиочастот [14]. С появлением этого метода существенно повысилась точность определения абсолютных частот атомных переходов, лежащих в оптическом диапазоне и открылись реальные возможности применения высокодобротных резонансов оптического диапазона для создания вторичных стандартов частоты.
Техника оптической гребенки позволяет не только проводить прецизионные измерения оптических частот, но и использовать фазово-когерентные свойства мод гребенки в различных важных спектроскопических прило-
1990 1995 2000 год
Рис. 2: Прогресс относительной точности спектроскопических измерений в атоме водорода. Крестиком отмечено измерение 2003 г., выполненное в этой работе.
Введение жениях, где требуется высокая степень взаимной когерентности полей, обладающих различными частотами. Создание таких специфических полей требуется, например, для прецизионного исследования явления когерентного пленения населенностей (КПН) в трехуровневых атомных системах, где параметры резонанса оказываются чувствительны к взаимной фазе полей. До настоящего времени, диапазон разностных частот фазово-когерентных полей был ограничен микроволновым диапазоном, где могут быть эффективно использованы методы фазово-частотной модуляции и генерации боковых частот.
В рамках работы по прецизионной спектроскопии паров щелочных и щелочноземельных атомов, выполняющейся автором в Физическом Институте им. П.Н. Лебедева РАН, был создан новый бихроматический источник фазово-когерентных лазерных полей на базе импульсно-периоди-ческого фемтосекундного лазера. Фемтосекундный лазер использовался в качестве опорного источника, относительно которого стабилизировались полупроводниковые лазеры с использованием методов фазовой стабилизации. Разностная частота такого источника оказывается ограничена шириной спектра фемтосекундного лазера {насколько терагерц) и может быть расширена до оптического диапазона с использованием фотонных кристаллов. Характеристики этого источника и его пригодность для исследования явления КПН были подробно исследованы на примере системы атома рубидия.
Разработанный в рамках этой работы подход открывает возможность для фазово-когерентного исследования высокодобротных резонансов КПН, лежащих в области 10-100 ТГц. Высокая потенциальная добротность резонансов КПН в щелочноземельных атомах открывает возможность для создания на их основе стабильных реперов частоты.
Рост точности оптических измерений позволяет не только обновить результаты и следствия уже известных теорий, но и проводить совершенно новые тонкие тесты, затрагивающие широкий круг фундаментальных проблем. Так, теория КЭД, описывающая на квантовом языке электромагнитные взаимодействия, до настоящего момента не столкнулась ни с какими внутренними противоречиями и точно описывает круг явлений, определяющихся этим типом взаимодействий. Теория электрослабых взаимодействий рассматривает электромагнитные и слабые взаимодействия как два аспекта единого типа взаимодействий. В свою очередь, сильные взаимодействия достаточно точно описываются теорией КХД. Эти теории в принципе допускают объединение (например, в рамках Суперсимметричной модели или Теории Великого Объединения) и оперируют набором фиксированных параметров - т.н. фундаментальных констант, которые не могут быть вычислены в рамках этих теорий. Теории опираются на принцип эквивалентности Эйнштейна, запрещающий изменение этих фундаментальных параметров.
Введение
С другой стороны, попытки построить теории, позволяющие объединить вышеперечисленные типы взаимодействий (электромагнитное, слабое и сильное) с гравитационным, оказываются не столь успешными. Дело в том, что до сих пор не удалось прокваитовать гравитационное поле в обычном четырехмерном пространстве, без чего объединение становится невозможным. Были предложены теории, оперирующие в многомерном пространстве и, в принципе, допускающие совместное описание четырёх известных типов взаимодействий (см., например, обзор [15]). К ним относятся теории Калуца-Кляйна (Kaluza-Klein) в пятимерном пространстве, а также теории струн и суперструн в одиннадцатимерном пространстве. Дополнительные размерности компактифицированы, и их масштаб определяется планковской длиной Lpi = y/Gh/c3 са 1.5 10"35 м, что намного порядков меньше любого физического размера, представленного в обычном пространстве. Для проверки этих гипотез чувствительность гравитационных тестов оказывается недостаточной. Так, проверка постулатов общей теории относительности в экспериментах по измерению гравитационного красного смещения на сегодняшний день достигла точности 10~3 [161.
В представлении теорий объединения, фундаментальные константы и константы связи нашего четырехмерного пространства, являются проекциями констант многомерного мира. Теория струн допускает, что масштаб многомерного пространства может изменяться, например, по причине расширения Вселенной, и как следствие допускается измерение значений проекций наблюдаемых констант в четырехмерном пространстве. В теории струн допускается дрейф постоянной тонкой структуры а на уровне а/а ~ (КГ16 + 1(Г18) пуГ1 [17, 18].
Поскольку значения фундаментальных констант являются экспериментально определяемыми величинами и не могут быть вычислены (по крайней мере в рамках той теории, где они являются фундаментальными), то же самое можно отнести и к исследованию их дрейфов. Современные чувствительные тесты наличия дрейфов констант являются важным направлением фундаментальных исследований, открывающим возможность судить о применимости тех или иных основополагающих теоретических постулатов и моделей. По степени важности это направление стоит на одном уровне с работами по поиску электрического дипольного момента частиц, поиску нарушений Т- инвариантности и тестов принципа эквивалентности Эйнштейна.
Целью данной работы явилось проведение измерения абсолютной частоты перехода 1S-2S в атоме водорода для определения возможного изменения постоянной тонкой структуры а во времени на уровне 10~15 в год. Этот уровень точности интересен тем, что некоторые современные космологические исследования красного сдвига указывают на возможный дрейф постоянной тонкой структуры а также на уровне а/а ~ 10~15 в год
Введение (см., например, [19]).
В данной работе предложен новый метод, позволяющий делать моделъно-независимые оценки дрейфа фундаментальных констант разной природы по отдельности без каких-либо допущений об их возможных корреляциях и сделан вывод о верхней границе дрейфа постоянной тонкой структуры в современную эпоху. Метод основывается на сравнении независимых измерений абсолютных оптических частот в водороде, выполненных, в частности, в настоящей работе с измерением частот в других атомных системах.
Спектроскопия перехода 15 - 25 в атоме водорода сыграла значительную роль в решении ряда фундаментальных задач современной физики. Часть этих задач уже решена с исключительно высокой точностью и для получения новых результатов требуется существенный прогресс других областей физики. К таким вопросам относится измерение изотопического сдвига в дейтерии и определение структурного радиуса дейтрона rstruc [20], а также определение константы Ридберга и лэмбовского сдвига [11, 21]. Проводится подготовка к ряду прецизионных экспериментов, целью которых является увеличение точности определения других переходов в атоме водорода и, по возможности, приближение её к точности, демонстрируемой в настоящей работе. К ним относятся готовящийся эксперимент в Париже по определению частоты перехода 1S-35 [22], а также эксперимент по спектроскопии в бозе-конденсированном водороде, подготавливаемый группой Д. Клеппнера в Массачусетском технологическом институте [23, 24]. Комбинация этих данных с данными, полученными в рамках этой работы приведёт к увеличению точности определения Д^, и лэмбовского сдвига, и, как следствие, ряда других фундаментальных величин. В институте Пауля Шерера {Paul-Sherer Institut, Швейцария) ведётся подготовка к экспериментам по измерению сверхтонкого расщепления в мюонном водороде (р+уг), которые позволят существенно уточнить зарядовый радиус протона и повысить точность расчета энергетических уровней в атоме водорода (см., например, [25, 26]).
Чрезвычайно интересным с точки зрения фундаментальной физики является сравнение спектров водорода и антиводорода (р~е+), которое, возможно, даст ключ к решению вопроса о справедливости СРТ теоремы на принципиально новом уровне точности [27]. В последние годы эта область быстро прогрессирует: на антипротонном замедлителе в ЦЕРНе в 2002 г. сразу двумя группами ATHENA и ATRAP был синтезирован и зарегистрирован холодный антиводород [28, 29].
Введение
Ниже сформулированы основные научные задачи, решаемые в рамках данной диссертационной работы:
Создание системы стабилизации лазера на красителе на длину волны 486 нм. Система стабилизации должна обеспечивать дрейф частоты лазерной системы не более 1 Гц/с при ширине спектра излучения на уровне 100 Гц.
Разработка оптического метода измерения сверхтонкого расщепления уровня 25 в атомарном водороде в слабых магнитных полях (менее 1 мГс).
Прецизионное измерение частоты сверхтонкого расщепления уровня 25 в атоме водорода относительно частоты пучкового цезиевого стандарта, анализ данных с учетом систематических эффектов.
Измерение частоты сверхтонкого расщепления уровня 25 в атоме дейтерия, разработка метода экспериментального анализа столкно-вительного сдвига этой частоты.
Измерение абсолютной частоты перехода 15-25 в атоме водорода относительно частоты цезиевого фонтана.
Разработка теоретической модели двухфотонного возбуждения атома водорода в пучке, создание модели формы линии и сравнение различных методов обработки данных.
Анализ прецизионных спектроскопических данных с целью определения верхней границы дрейфа постоянной тонкой структуры и других фундаментальных констант в современную эпоху без привлечения сильных модельных допущений.
Создание широкополосного фазово-когерентного бихроматического источника лазерного поля на базе фемтосекундного лазера для прецизионного исследования явления когерентного пленения населенности. Детальное исследование свойств источника и спектроскопические исследования атома рубидия с его помощью.
Введение
Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, приложений и списка литературы.
В первой главе представлена система стабилизации лазера на красителе с Л = 486 нм относительно стабильного резонатора. Исследуются характеристики лазерной системы. Описывается водородный спектрометр и техника спектроскопии перехода IS-2S в атоме водорода. Оценивается вклад основных физических процессов, приводящих к сдвигу частоты спектроскопируемого перехода.
Вторая глава посвящена прецизионному эксперименту по оптическому измерению сверхтонкого расщепления уровня 2S в атомах водорода и дейтерия. Вводится оптический дифференциальный метод измерения малых расщеплений возбужденных состояний. Анализируются результаты измерения сверхтонкого расщепления метастабільного уровня в атомах водорода и дейтерия, проводится сравнение экспериментальных значений для І?2і в этих системах с теоретическим расчетом.
В третьей главе представлены результаты измерения абсолютной частоты 1S-2S в атоме водорода. Проводится анализ данных различными методами, в том числе с помощью модельно-независимого метода обработки данных. Анализируются коэффициенты динамического штарковского сдвига и трехфотонного уширения излучением на длине волны 243 нм за счет фотоионизации.
В четвертой главе представлен метод определения верхней границы дрейфа постоянной тонкой структуры а из спектроскопических данных. Анализ дрейфа абсолютной частоты 1S-2S в атоме водорода в течение 1999-2003 гг. позволяет наложить жёсткие ограничения на дрейф а в современную эпоху.
В пятой главе представлены исследования явления когерентного пленения населенности в атомных парах рубидия с использованием фазово-когерентного источника бихроматического поля на базе фемтосекундного лазера с пассивной синхронизацией мод.
В Заключении приводятся основные результаты работы, оценивается их новизна и практическая значимость.
Регистрация спектров поглощения перехода 15-25
В настоящей работе разработан и реализован новый дифференциальный оптический метод прецизионной спектроскопии уровня 25 в водоро-доиодобных атомах, обладающий относительной точностью, в несколько раз превышающей точность радиочастотных методов [7, 8, 9]. В работе получено новое значение для сверхтонкого расщепления уровня 25 в атоме водорода с рекордной точностью.
Впервые двухфотонное возбуждение атома водорода в 25 состояние было осуществлено Т. Хэншем [10] с помощью импульсного лазерного источника. За этим экспериментом последовала серия работ с использованием непрерывного лазера и газовой ячейки, а затем холодного атомного пучка, проведённая в Германии под руководством Т. Хэнша. В 1999 г. была достигнута точность в определении абсолютной частоты перехода 15-25 в 1.8 Ю-14 [11]. Наряду с этим в Париже под руководством Ф. Бирабена велись работы по возбуждению атома водорода на другие уровни (15-35, 2S-8D и др.) [12]. В настоящее время точность определения константы Ридберга определяется в основном ошибкой парижского измерения, что связано с большой естественной шириной уровня SD и его чувствительностью к возмущениям. Несмотря на то, что экспериментальная ошибка в измерении частоты 15-25 не является в данный момент ограничивающим фактором в определении R , необходимо проведение дополнительных экспериментов по измерению абсолютной частоты уровня 15 — 25 для выявления возможных систематических эффектов, дающих вклад в результат измерения. Водородный спектрометр в г. Гархинге (Германия) [13] является уникальной установкой, на которой возможно проведение экспериментов по прецизионному определению частоты перехода 15 — 25.
На рис. 2 представлен прогресс точности спектроскопических измерений, выполненных в атоме водорода в течение последних 10 лет. Данные относятся к эпохе бурного развития методов измерения абсолютных частот оптических переходов, кульминировавшей в 1999 г. появлением "оптической гребёнки" на базе импульсно-периодического фемтосекундного лазера с пассивной синхронизацией мод, что позволило фазово-когерентно связать диапазоны оптических и радиочастот [14]. С появлением этого метода существенно повысилась точность определения абсолютных частот атомных переходов, лежащих в оптическом диапазоне и открылись реальные возможности применения высокодобротных резонансов оптического диапазона для создания вторичных стандартов частоты.
Техника оптической гребенки позволяет не только проводить прецизионные измерения оптических частот, но и использовать фазово-когерентные свойства мод гребенки в различных важных спектроскопических приложениях, где требуется высокая степень взаимной когерентности полей, обладающих различными частотами. Создание таких специфических полей требуется, например, для прецизионного исследования явления когерентного пленения населенностей (КПН) в трехуровневых атомных системах, где параметры резонанса оказываются чувствительны к взаимной фазе полей. До настоящего времени, диапазон разностных частот фазово-когерентных полей был ограничен микроволновым диапазоном, где могут быть эффективно использованы методы фазово-частотной модуляции и генерации боковых частот.
В рамках работы по прецизионной спектроскопии паров щелочных и щелочноземельных атомов, выполняющейся автором в Физическом Институте им. П.Н. Лебедева РАН, был создан новый бихроматический источник фазово-когерентных лазерных полей на базе импульсно-периоди-ческого фемтосекундного лазера. Фемтосекундный лазер использовался в качестве опорного источника, относительно которого стабилизировались полупроводниковые лазеры с использованием методов фазовой стабилизации. Разностная частота такого источника оказывается ограничена шириной спектра фемтосекундного лазера {насколько терагерц) и может быть расширена до оптического диапазона с использованием фотонных кристаллов. Характеристики этого источника и его пригодность для исследования явления КПН были подробно исследованы на примере системы атома рубидия.
Разработанный в рамках этой работы подход открывает возможность для фазово-когерентного исследования высокодобротных резонансов КПН, лежащих в области 10-100 ТГц. Высокая потенциальная добротность резонансов КПН в щелочноземельных атомах открывает возможность для создания на их основе стабильных реперов частоты.
Рост точности оптических измерений позволяет не только обновить результаты и следствия уже известных теорий, но и проводить совершенно новые тонкие тесты, затрагивающие широкий круг фундаментальных проблем. Так, теория КЭД, описывающая на квантовом языке электромагнитные взаимодействия, до настоящего момента не столкнулась ни с какими внутренними противоречиями и точно описывает круг явлений, определяющихся этим типом взаимодействий. Теория электрослабых взаимодействий рассматривает электромагнитные и слабые взаимодействия как два аспекта единого типа взаимодействий. В свою очередь, сильные взаимодействия достаточно точно описываются теорией КХД. Эти теории в принципе допускают объединение (например, в рамках Суперсимметричной модели или Теории Великого Объединения) и оперируют набором фиксированных параметров - т.н. фундаментальных констант, которые не могут быть вычислены в рамках этих теорий. Теории опираются на принцип эквивалентности Эйнштейна, запрещающий изменение этих фундаментальных параметров. С другой стороны, попытки построить теории, позволяющие объединить вышеперечисленные типы взаимодействий (электромагнитное, слабое и сильное) с гравитационным, оказываются не столь успешными. Дело в том, что до сих пор не удалось прокваитовать гравитационное поле в обычном четырехмерном пространстве, без чего объединение становится невозможным. Были предложены теории, оперирующие в многомерном пространстве и, в принципе, допускающие совместное описание четырёх известных типов взаимодействий (см., например, обзор [15]). К ним относятся теории Калуца-Кляйна (Kaluza-Klein) в пятимерном пространстве, а также теории струн и суперструн в одиннадцатимерном пространстве. Дополнительные размерности компактифицированы, и их масштаб определяется планковской длиной Lpi = y/Gh/c3 са 1.5 10"35 м, что намного порядков меньше любого физического размера, представленного в обычном пространстве. Для проверки этих гипотез чувствительность гравитационных тестов оказывается недостаточной. Так, проверка постулатов общей теории относительности в экспериментах по измерению гравитационного красного смещения на сегодняшний день достигла точности 10 3 [161.
В представлении теорий объединения, фундаментальные константы и константы связи нашего четырехмерного пространства, являются проекциями констант многомерного мира. Теория струн допускает, что масштаб многомерного пространства может изменяться, например, по причине расширения Вселенной, и как следствие допускается измерение значений проекций наблюдаемых констант в четырехмерном пространстве. В теории струн допускается дрейф постоянной тонкой структуры а на уровне а/а (КГ16 + 1(Г18) пуГ1 [17, 18].
Поскольку значения фундаментальных констант являются экспериментально определяемыми величинами и не могут быть вычислены (по крайней мере в рамках той теории, где они являются фундаментальными), то же самое можно отнести и к исследованию их дрейфов. Современные чувствительные тесты наличия дрейфов констант являются важным направлением фундаментальных исследований, открывающим возможность судить о применимости тех или иных основополагающих теоретических постулатов и моделей. По степени важности это направление стоит на одном уровне с работами по поиску электрического дипольного момента частиц, поиску нарушений Т- инвариантности и тестов принципа эквивалентности Эйнштейна.
Сверхтонкое расщепление и Di\ в водородоподобных атомах: эксперимент и теория
Для реализации задачи по сужению линии лазерной генерации, решаемой в настоящей работе, стандартная конфигурация лазера оказывается недостаточной. Высокие требования к выходной мощности, определяемые необходимостью дальнейшего удвоения частоты и низкой вероятностью перехода IS-2S вызвали необходимость повысить давление в струе красителя до 11 атмосфер с заменой сопла (использовалось сопло высокого давления от Radiant Dyes Inc. ). Повышение давления в струе приводит к появлению турбулентностей воздуха при её движении через область накачки, которые нарушают однородность самой струи и вызывают дополнительные флуктуации оптической длины резонатора и фазы световой волны. Более грубым эффектом, связанным с повышением давления в системе, является появление мелких пузырьков в красителе, вызывающих скачкообразное изменение как частоты излучения, так и его интенсивности. Этот эффект практически отсутствует при давлении ниже 5 атмосфер. Например, рекордные значения ширины линии и стабильности лазера, достигнутые в эксперименте по спектроскопии одиночного иона ртути [37] во многом объясняются тем, что в указанном эксперименте не требуется высоких мощностей и лазер работает при давлении струи около 3 атм. Однако, в лазере на 486 нм для спектроскопии атома водорода генерация начинается только при давлении 6 атм.
Количество пузырьков может быть значительно уменьшено при использовании определённой конфигурации подводящих трубок, буферного объема красителя и дополнительных фильтров. В результате приложенных усилий удалось существенно уменьшить количество и размер пузырьков. Было определено, что частота появления пузырьков, вызывающих скачкообразные изменения частоты лазера более, чем на 5 кГц, составляет около 0.05 с-1.
Следующим важным требованием к лазеру является возможность активной компенсации фазовых флуктуации, приводящих к уширению линии генерации. Типичная ширина линии излучения нестабилизированно-го лазера на красителе составляет около 1 МГц, и требуется система активного управления частотой генерации с частотной полосой в несколько мегагерц. Стандартные управляющие элементы (зеркало на пьезокерами-ке и гальво-пластинка) имеют полосу менее 10 кГц, и для компенсации быстрых фазовых флуктуации в резонатор лазера был введён электрооптический модулятор (ЭОМ) ( Gsanger GmbH ). Поскольку частота генерации лазера очень чувствительна к модуляции, вносимой внутрирезона-торными элементами, для компенсации флуктуации фазы было достаточно напряжения с максимальной амплитудой 50 В, приложенного к ЭОМ. Основным требованием к электронике является большое значение величины сигнал/шум. Особое внимание должно уделяться низкочастотным фликкерным шумам, приводящим к медленным дрейфам нулевого значе В идеальном случае опорный резонатор должен представлять собой элемент, обладающий постоянной оптической длиной. Оптическая длина резонатора представляет собой произведение расстояния между зеркалами dr на показатель преломления п материала, разделяющего зеркала. Ультрастабильные высокодобротные оптические резонаторы необходимо размещать в вакууме для минимизации теплообмена и акустической развязки с лабораторным окружением. Вакуум является также идеальной средой, разделяющей зеркала резонатора. Вакуумная камера, в которую помещался резонатор, откачивалась ион-геттерным насосом (PID 50, скорость откачки 50 л/с) до давления Ю-8 мбар. Давление соответствует относительной поправке к оптической длине на уровне Ю-14. Учитывая то, что флуктуации остаточного давления значительно ниже собственно его значения, вклад, вносимый в флуктуации оптической длины зависимостью п от времени находится на субгерцовом уровне.
Существенно более сложной задачей является стабилизация расстояния dr между центрами зеркал. Ввиду неизбежных температурных флуктуации массивного резонатора для его изготовления необходимо использовать материал, обладающий низким значением температурного коэффициента расширения а(Т). К ним относятся Инвар, кварцевое стекло, Церодур и другие. В зависимости от температуры Т значения коэффициента теплового расширения находятся для этих материалов в диапазоне от 10 8 К"1 до 10"6 К-1. В настоящее время фирмой Corning изготавливается керамический материал, носящий название "Ultra Low Expansion" (ULE) и обладающий нулевым значением а(Т) при температуре 10-20 С в зависимости от технологии изготовления (рисунок 1.4а). Задачей системы температурной стабилизации является прецизионная стабилизация температуры резонатора вблизи оптимальной точки. Однако, даже идеальная температурная стабилизация не позволяет полностью устранить дрейф длины резонатора. Медленный процесс рекристаллизации или "старения" материала ULE вызывает относительное изменение его линейных размеров (сжатие) на уровне d\./dr Ю-16 с"1.
Опорный резонатор из материала ULE был изготовлен в форме "мяча для регби" (рисунок 1.46), поскольку с точки зрения минимизации амплитуды механических мод наиболее оптимальной является форма, максимально приближенная к шару. По этой же причине желательно минимизировать длину dr резонатора. Однако, уменьшение длины приводит к нежелательному росту диапазона свободной дисперсии и расширению пика пропускания резонатора. В качестве компромисса нами была выбрана длина dT = 150 мм. Подложки для зеркал также были изготовлены из 4 ион-геттерный насос, 5 - вакуумная камера. Рисунок не в масштабе. материала ULE и посажены на оптический контакт на торцы резонатора. Указанная конфигурация опорного резонатора является монолитной, и стабильность его длины определяется качеством работы систем температурной стабилизации и акустической изоляции.
Резонатор был помещён в вакуумную камеру и оборудован двухступенчатой системой температурной стабилизации (рисунок 1.5). Пассивная температурная изоляция несущественно уменьшает амплитуду колебаний температуры резонатора по сравнению с амплитудой изменения комнатной температуры, лишь интегрируя температурные флуктуации на протяжении нескольких часов. Активные системы позволяют заметно уменьшить амплитуду флуктуации. Было использовано две активные системы: система стабилизации собственно вакуумной камеры и окружающих её экранов. Вакуумный насос и камера были помещены в кубический объём, температура внутри которого поддерживалась постоянной. Шесть экранов 1 1 м2 были совмещены с нагревательной фольгой и снабжены независимыми температурными сенсорами. С помощью шестнканальной безынерционной цифро-аналоговой системы температура каждого экрана поддерживалась равной 27.0 С (в точке нахождения сенсора). При колебаниях комнатной температуры в 2 К сенсор внутри кубического объёма детектировал колебания на уровне 0.1 К.
Модифицированная модель формы линии и учет весовых коэффициентов
Плавные изменения частоты стабилизированного лазера, происходящие за время более 1 секунды, принято называть дрейфом частоты лазерной системы. Более быстрые флуктуации частоты, в свою очередь, принято относить к ширине линии лазера. Дело в том, что в прецизионных спектроскопических экспериментах время накопления сигнала для записи одной точки обычно составляет порядка 1 с. Флуктуации частоты лазера, происходящие в этом интервале времени невозможно скомпенсировать и они вносят неустранимый вклад в ширину линии. Отличительной особенностью дрейфа, в свою очередь, является его предсказуемость на достаточно широком временном интервале, что позволяет ввести коррекцию на плавное изменение частоты лазера. Задачей систем температурной стабилизации резонатора, а также систем, контролирующих медленные дрейфы электронно-оптических частей привязки, является не только подавление, но и максимальное сглаживание возможных флуктуации. Плавная характеристика дрейфа позволяет аппроксимировать его полиномом низкой степени и в дальнейшем ввести коррекцию в спектроскопические данные. Флуктуации частоты, имеющие постоянную времени порядка минуты приводят к неконтролируемому разбросу центров детектируемых линий, и требуется длительное накопление большого статистического ансамбля данных для усреднения этих медленных флуктуации.
Для измерения дрейфа резонатора необходим стабильный репер частоты. К реперам частоты с высокой долговременной стабильностью относятся частоты атомных переходов, таких как частота водородного мазера или частота цезиевых часов. В нашем распоряжении был водородный спектрометр, позволяющий детектировать узкую линию двухфотонного перехода в атоме водорода, который будет описан в следующей части настоящей главы. Даже без коррекции систематических эффектов, регистрация одного спектра 15-25 перехода позволяла определять положение частоты лазера относительно резонанса с точностью около 50 Гц {на 486 нм). Для определения дрейфа резонатора записывалась серия линий в течение длительного интервала времени и определялись время и частота АОМ1 (рисунок 1.8), соответствующие центру каждой линии. Зависимость удвоенной частоты АОМ от времени и представляла собой дрейф опорного резонатора.
На рисунке 1.9 приведен характерный вид дрейфа резонаторов из Це-родура и ULE, описанных выше. Дрейф резонатора из ULE оказался почти на два порядка величины ниже, чем дрейф резонатора из Церодура, что объясняется значительно лучшими тепловыми свойствами материала ULE и лучшей работой системы температурной стабилизации. Дрейф резонатора из ULE, отнесённый к длине волны генерации лазера (486 нм), не превышал 0.5 Гц/с. Направление дрейфа и его кривизны менялось хаотично ото дня ко дню. На длительном временнбм интервале порядка месяца частота резонатора обнаруживала тенденцию к росту со скоростью +0.06 Гц/с, что может быть объяснено процессами старения материала.
Низкое значение дрейфа резонатора из ULE позволило использовать лазерную систему как источник излучения, обладающий высокой долговременной временной стабильностью. Как показали результаты измерения стандартного аллановского отклонения (см. п.3.1), компенсация дрейфа позволяет рассчитывать на стабильность порядка десяти Герц при измерении в течение 5 минут.
Классическим методом для определения спектральной ширины линии генерации излучателя является исследование корреляционных характеристик фазовых флуктуации двух независимых излучательных систем. Ширина линии каждого из источников будет обратно пропорциональна времени корреляции с коэффициентом, зависящим от вида корреляционной функции. Естественно, для проведения такого эксперимента требуется наличие двух генераторов, что, в случае сложных лазерных систем сопряжено с большими затратами сил и средств. Иногда удаётся построить автокорреляционную функцию, внося временною задержку в один из двух сигналов, взятых от одного источника. В случае узкополосной лазерной системы автокорреляционные методы неприемлемы, поскольку предполагаемая линия задержки будет иметь огромный линейный размер и вносить фазовые шумы, превышающие шумы самого излучателя.
Однако, в некоторых случаях оказывается возможным сократить количество элементов, число которых подлежит удвоению. Для измерения ширины линии лазера достаточно иметь второй независимый стабильный резонатор. Поскольку в нашем распоряжении было два высокодобротных опорных резонатора (из Церодура и ULE), мы провели изменение ширины линии лазера на 486 нм.
Схема эксперимента по определению ширины линии лазера представлена на рисунке 1.10. Лазер привязывался к опорному резонатору С1 с помощью привязки ПДХ. При этом ширина линии лазера сужалась до 100 Гц. Излучение привязанного лазера пропускалось через АОМ, работающий в первом порядке, и заводилось во второй резонатор С2. При соответствующем подборе частоты АОМ, можно было настроить частоту излучения после АОМ на частоту моды резонатора С2. В опто-электронной схеме резонатора С2 при этом также генерировался сигнал ошибки методом ПДХ, отвечающий рассогласованию частот привязанного падающего излучения и моды резонатора С2. Сигнал ошибки подавался в петлю обратной связи (ОС), регулирующую частоту АОМ. При замыкании петли ОС свет в левой и в правой части от АОМ оказывался спектрально развязан. Частотные флуктуации света в левой части отвечали флуктуациям резонатора С1 и системы привязки лазера, в то время, как флуктуации в правой части определялись резонатором С2 и соответствующей электроникой. Резонаторы размещались в разных частях лаборатории, поэтому их можно считать независимыми.
С помощью спектроанализатора 1 исследовался спектр биения двух световых полей, взятых слева и справа от АОМ. При разомкнутой петле обратной связи ширина спектра определялась лишь уширением, возникающем за счёт эффекта Доплера на зеркалах, установленных на оптическом столе. В остальном свет был полностью коррелирован. Измерения показали, что спектр сигнала биения при этом имеет ширину около 1 Гц и обладает небольшим количеством боковых частот (около 5% по мощности}, соответствующих характерным частотам вибраций в лаборатории.
Включение петли ОС приводит к заметному уширению спектра, соответствующему взаимным флуктуациям резонаторов, а центральная частота сигнала меняется в соответствии с дрейфом резонаторов друг относительно друга. Спектр, представляющий собой усреднение 12-и последовательных записей спектроанализатора длительностью 0.2 с каждая, изображён на рисунке 1.11. Поскольку резонатор из Церодура обладал сильным дрейфом, центры линий были совмещены при обработке (компенсация дрейфа). При подгонке лоренцевского контура к экспериментальному, ширина лоренцевского контура на полувысоте составляет 120 Гц. Однако, видно, что экспериментальный спектр заметно отличается от лоренцевского контура и обладает ярко выраженным центральным пиком и рядом боковых частот (50 Гц и др.). В предположении, что вклад шумов обоих резонаторов в контур одинаков, можно консервативно оценить ширину линии лазера, привязанного к резонатору из ULE как половину от ширины регистрируемого контура или 60 Гц. Естественно, эта оценка сильно зависит как от вида флуктуации, вносимых каждым из резонаторов, так и их парциальной мощности.
Нами был проведён качественный анализ источников флуктуации, приводящих к уширению линии лазера. Он позволил идентифицировать многие из них и уменьшить их вклад. Для проведения этого анализа петля обратной связи в канале резонатора С2 размыкалась, а частота излучения, выходящего из АОМ, настраивалась на максимум пика пропускания С2, и с помощью спектроанализатора 2 (рисунок 1.10) исследовался спектр мощности сигнала ошибки.
Оценка дрейфа абсолютной частоты перехода {IS, F = 1, mF = ±1) -+ (25, F' = 1, m'F = mF) в атоме водорода
Далее излучение модулировалось дисковым обтюратором, работающем на фиксированной частоте 160 Гц и заводилось в ультрафиолетовый резонатор, образованный плоским входным зеркалом МР2 (пропускание 2%) и выходным вогнутым зеркалом М2 (пропускание 10-100 ррт в зависимости от зеркала). Острота резонатора составляла около 200, что соответствует фактору усиления интенсивности, равному 60. Длина резонатора стабилизировалась по длине волны излучения на 243 нм с помощью привязки ПДХ. Боковые частоты, возникающие за счёт наличия ЭОМ в оптической схеме отстроены на 20 МГц от несущей и отражаются входным зеркалом резонатора, не вносят ошибки в спектроскопию. При оптимальной юстировке схемы компенсации астигматизма в нулевую моду резонатора (TEMQO) удавалось заводить около 60% излучения на длине волны 243 нм. В зависимости от параметров эксперимента полуширина моды на плоском зеркале составляла от 250 мкм до 300 мкм.
Атомарный водород, получаемый из молекулярного диссоциацией в высокочастотном газовом разряде (частота 2.45 ГГц, мощность 20 Вт), поступал по тефлоновым трубкам в медное сопло, сквозное выходное отверстие в котором было соосно резонатору. В разряде поддерживалось постоянное давление около 1 мбар. Поток частиц составлял 3.6 1017 с 1 при давлении в зоне разряда 1 мбар. Молекулярный водород, поступающий в зону разряда, предварительно очищался палладиевым фильтром. Измерения квадрупольным масс-спектрометром показали, что на выходе из тефлоновой трубки длиной 20 см доля атомарного водорода составляет около 10%. Сопло охлаждалось проточным криостатом до температуры жидкого гелия (вплоть до 4.5 К). Водород расширялся из отверстия сопла в вакуум и коллимировался диафрагмами Л и 72, находящимися на расстоянии 13-20 см друг от друга и имеющими диаметр около 1 мм. Часть атомов водорода, летящих вдоль оси резонатора, возбуждалось излучением с А = 243 нм и переводилось в долгоживущее 25 состояние. На вылете из отверстия диафрагмы 12 атомы попадали в локальное постоянное электрическое поле Е в несколько В/см, которое перемешивало близколежащие состояния 25 и 27 . Состояние 2Р практически мгновенно распадалось в основное состояние, что сопровождалось излучением одного фотона Лайман-альфа. Фотоны детектировались фотоумножителем РМ2 для ультрафиолетового диапазона, нечувствительным к видимой области спектра. Зависимость частоты отсчётов от частоты излучения лазера представляла собой спектр поглощения перехода 15-25.
Принцип детектирования сигнала представлен на рисунке 1.14. В момент открывания обтюратора (t = 0), период которого имеет длительность около б мс, система обратной связи ПДХ (рисунок 1.13) начинала стабилизировать длину резонатора на максимум пропускания. Время отработки системы ОС составляло около 500 мкс. Для устойчивой работы этой очень чувствительной привязки, работающей в "оконном" режиме, необходима хорошая механическая стабилизация резонатора на 243 нм. Установившаяся в резонаторе стоячая волна возбуждала атомы водорода в состояние 25 из всех скоростных групп пучка на всём отрезке между соплом и детектором. После закрытия обтюратора, происходившее за время около 10 мкс, начинался период детектирования фотонов Лайман-альфа с помощью фотоумножителя РМ2. Детектирование происходило в "тёмный" период, что устраняло паразитную засветку фотоумножителя, чувствительного к ультрафиолетовому излучению.
Регистрация фотонов велась с разрешением во времени. Дискриминатор, синхронизированный с моментами закрытия обтюратора, регистрировал и накапливал количество отсчётов в различных временных окнах оси т. В экспериментах использовалось разбиение оси времени на участки в 200 мкс. В компьютер поступала информация о количестве отсчётов за период регистрации {Ат -і- 3 мс}, накопленном в течние 1 с, где величина Ат имела смысл задержки между началом "тёмного" периода и началом регистрации. В эксперименте величина Ат принимала значения (10 мкс, 210 мкс,..., 2210 мкс). Сигнал накапливался в течение 1 с при фиксированной частоте лазера. Чем больше величина задержки, тем более медленные атомы участвовали в формировании сигнала, поскольку все атомы со скоростями v /ND/AT успевали покинуть пучок (ZND расстояние от сопла до детектора). Частота лазера пошагово сканировалась с помощью генератора RF1, управляющего частотой АОМ1 (рисунок 1.8). Для регистрации одной линии требовалось от 30 до 100 точек, при этом их запись занимала порядка одной минуты.
Такой метод регистрации позволяет определить вклад в сигнал поглощения от различных скоростных групп пучка и проэкстраполировать частоту перехода к предельному случаю v — 0. Экстраполяция частоты перехода к предельному случаю v — 0 позволяет устранить систематический сдвиг, вызванный эффектом Доплера второго порядка. Кроме этого, при уменьшении скорости атомов увеличивается их время взаимодействия с излучением и снижается вклад времяпролетного уширения в ширину линии.
Характерный спектр поглощения перехода 15-25 зарегистрированный с помощью водородного спектрометра с разрешением во времени, представлена на рисунке 1.15. Количество отсчётов в максимуме линии, отвечающей вкладу всех скоростных групп из максвелловского распределения {Дт = 0), достигало 100 000, при этом эффективность системы регистрации составляла порядка 10"4. Представленные кривые регистрируются практически одновременно. По этой причине частотная ось для спектральных линий, соответствующих различным Дт, оказывается одинаковой.
