Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Отождествление спектральных линий самария 11
1.1 Метод насыщенного поглощения 11
1.1.1 Резонансы насыщенного поглощения 11
1.1.2 Ширина линии 14
1.2 Экспериментальная установка для регистрации резонансов насыщенного поглощения 20
1.2.1 Полупроводников ый лазер 2 0
1.2.2 Экспериментальная установка 23
1.3 Отождествление экспериментальных спектров 28
1.3.1 Перекрестные резонансы 28
1.3.2 Экспериментальные с пектры 3 0
1.4 Основные результаты главы 1 39
Глава 2 Резонансы когерентного пленения населенности в парах самария 43
2.1 Оптическая накачка 44
2.1.1 Общие положения ; 44
2.1.2 Ширина линии резонанса оптической накачки 49
2.2 Когерентное пленение населенности в Л - системе 50
2.2.1 Общие положения ; 50
2.2.2 Ширина резонанса КПН 54
2.3 Экспериментальная установка для регистрации резоиавсов когерентного пленении населенности 64
2.4 Экспериментальные результаты 67
2.4.1 Расщепление в магнитном поле 68
2.4.2 Зависимость от давления 72
2.5 Основные результаты главы 2 74
Глава 3 Селективная по скоростям оптическая накачка 76
3.1 Столкновения, меняющие скорость 77
3.1.1 Оптическая накачка в присутствие столкновений 77
3.1.2 Резонансы КПН и оптической накачки S2
3.2 Резонансы в магнитном поле 88
3.3 Основные результаты главы 3 92
Заключение 94
Благодарности 95
Литература:
- Резонансы насыщенного поглощения
- Отождествление экспериментальных спектров
- Когерентное пленение населенности в Л - системе
- Оптическая накачка в присутствие столкновений
Введение к работе
Работа посвящена экспериментальному изучению узких нелинейных резонансов (резонансов когерентного пленения населенности, оптической накачки и насыщения) в открытой Л - системе
атома самария 4/66s2(7F0)-> 4/6(7F)6s6p(3P0)9F» -> 4f 6S2(7F,).
Исследованы также структура изотопических сдвигов и сверхтонкого расщепления уровней, образующих эту систему.
Актуальность данной работы обуславливается следующим: Благодаря разработке генератора фемтосекундной гребенки, позволяющего осуществить прямую связь радиочастотного и оптического диапазона частот, в настоящее время возрос интерес к использованию высокодобротных оптических резонансов в качестве реперов частоты [1]. Высокая потенциальная добротность оптических резонансов (вплоть до 1018) делает их серьезными конкурентами радиочастотному стандарту частоты. Широко обсуждаются перспективы применения узких резонансов в трехуровневых системах в метрологии [2], магнитометрии и медицине [3,4].
Одним из перспективных узких резонансов в трехуровневой системе под воздействием бихроматического поля является резонанс когерентного пленения населенности (КПН). Резонанс проявляется как провал в контуре поглощения при соблюдении жестких условий на частоты световых полей: разница частот световых полей должна равняться частоте запрещенного перехода между нижними компонентами Л-системы. Резонанс КПН, таким образом, может быть использован для создания новых стандартов частоты, в которых стабилизируется разностная частота До = о, - о2
Недавно, было предложено использование резонансов когерентного пленения населенности в качестве ячейки памяти квантового компьютера [5,6]. Идея заключается в возможности перевести атомную систему (например, атомы рубидия) в когерентное состояние с плененной населенностью при помощи бихроматического поля, а затем считать "записанную" информацию с помощью одного из монохроматических полей. Время хранения информации в такой ячейке определяется временем жизни когерентного атомного состояния. Существенную роль при этом приобретает наличие в такой ячейке буферного газа, позволяющего за счет столкновений увеличить время жизни когерентности и заметно сузить резонансы КПН [3, 7].
В приложениях узких резонансов в трехуровневых системах в магнитометрии и метрологии также особую роль играют ячейки с парами щелочных металлов, в которые добавлен буферный газ. Дело в том, что предельная ширина резонанса КПН определяется временем релаксации взаимной когерентности нижних уровней Л - системы и не зависит от ширины верхнего уровня, поскольку при выполнении условия резонанса падающее излучение перестает с ним взаимодействовать. Ширина резонанса, однако, лимитируется времяпролетным уширением, скоростью перевода системы в состояние с плененной населенностью, а также стабильностью разностной фазы лазерных полей. Вклад первых двух факторов существенно зависит от давления буферного газа. Увеличение, времени пребывания атомной системы в лазерных пучках за счет столкновений с буферным газом при выполнении условий, требуемых для создания КПН, может приводить к значительному сужению резонанса. Также к сужению резонанса с ростом давления буферного газа ведет изменение скорости перевода системы в состояние с плененной населенностью. Это явление было экспериментально исследовано в [3]
для паров цезия в неоне, соударения с которым практически не нарушают когерентность нижних уровней системы.
Использование эффекта сужения резонанса за счет столкновений с атомами буферного газа позволяет получать узкие резонансы КПН в газонаполненных кюветах. При соответствующем выборе нижних долгоживущих уровней могут наблюдаться чрезвычайно узкие резонансы с добротностью f/Af вплоть до 1014. Такая возможность обсуждалась в работе [8]. Высокая добротность резонансов КГШ позволяет рассматривать атомную систему с плененной населенностью в качестве вторичного стандарта частоты, в котором с высокой точностью стабилизирована разность оптических частот <э,-й>2 [2]. Использование таких резонансов в газонаполненных кюветах в качестве реперов для стандартов частоты обладает рядом преимуществ: установки, использующие кюветы, могут быть значительно компактнее, чем пучковые установки, их легче изолировать от внешних полей, значительно легче создать мобильный вариант стандарта [3].
Магнитометрические приложения предполагают измерение расщепления резонансов в магнитном поле, поэтому узость резонанса во многом определяет чувствительность магнитометра. Так, например, магнитометр, предложенный в работе [3], использует расщепление резонансов КПН в магнитном поле в цезии с неоном в качестве буферного газа. Чувствительность такого компактного магнитометра составляет
около 500 фТл/^/Гц. При этом размеры чувствительного элемента
магнитометра не превышают спичечного коробка. Предельная теоретическая [9] чувствительность магнитометра на резонансах КПН сравнима с чувствительностью современных сверхпроводящих магнитометров СКВИД, что позволяет рассчитывать на их использование в медицине.
Для регистрации узких резонансов КПН должны выполняться определенные фазовые соотношения для лазерных полей E](t) = Elcos(a>it-
До настоящего времени большинство экспериментальных исследований резонансов КПН было выполнено со щелочными атомами, у которых в качестве нижних уровней Л - системы использовались сверхтонкие компоненты основного состояния с типичным расщеплением в несколько гигагерц. Возможность регистрации контрастных и высокодобротных резонансов КПН в щелочных атомах обусловлена следующими факторами: наличием прецизионных стабильных лазерных систем, перестраиваемых в области резонансного перехода и возможностью относительно простой фазовой привязки световых полей этих систем Е(() и E2(t). Так, в атоме цезия зарегистрированы резонансы
с шириной около 50 Гц [3].
Атомы редкоземельных элементов обладают рядом свойств, которые делают их перспективными с точки зрения метрологических приложений. В редкоземельных атомах характерное расстояние между
компонентами тонкой структуры конфигурации 4/n 6s существенно превышает сверхтонкое расщепление основного состояния щелочных атомов и составляет 10— 100 ТГц, в то время как характерное время спонтанного распада этих уровней за счет магнитодипольных переходов составляет несколько секунд. Кроме того, имеются указания о том, что уровни тонкой структуры 4/"6s2 в редкоземельных атомах слабочувствительны к атомным столкновениям, поскольку они хорошо заэкранированы внешней замкнутой 6s2 оболочкой [13]. Таким образом, высокая потенциальная добротность резонансов КПН в редкоземельных атомах открывает перспективу их использования в метрологических приложениях, например, для создания вторичного оптического стандарта частоты.
В данной работе в качестве исследуемого атома выбран атом самария, обладающий нулевым полным моментом электронной оболочки
в основном состоянии 4f66s2(1FA. В качестве исследуемой системы
выбрана Л-система (см. рис. 1.11 в Главе 1, на стр. 28) 4/66s2(7F0)->4/6(7O6s6p(3P0)9/r10 ->4/66s2(7F,), нижними уровнями которой являются основное состояние и первая компонента тонкой структуры 4/66s2(7F,j. Расщепление нижних уровней выбранной
Л-системы составляет Ає12 = 293 см"1. Исследуемая трехуровневая система отличается своей простотой (рис. 1.11), но благодаря присутствию уровня с J = 2 является открытой. Открытый характер системы, однако, не влияет на ширину резонанса КПН [14,15].
Интерпретация нелинейных резонансов требует знания структуры уровней в области исследуемых переходов. Данные об изотопических сдвигах и сверхтонкой структуре переходов могут быть также
использованы для определения среднего зарядового радиуса ядра и модуля волновой функции электрона в ядре [16]. Вместе с тем, ввиду сложности электронной конфигурации и богатого изотопического состава большинства лантаноидов, идентификация их спектров и поиск линий соответствующих переходов являются достаточно трудоемкими задачами. Целью данной работы является экспериментальное изучение высокодобротных нелинейных резонансов (резонансов когерентного пленения населенности, оптической накачки и насыщения) в открытой
Л-системе атома самария 4/66s2(7F0)->4/6(7F)6s6p(3P0)9Fj
->4f66s2i7рЛ. Также предполагалось исследовать структуру уровней,
образующих эту систему.
Имеющиеся спектроскопические данные, относящиеся к выбранным уровням, весьма ограничены. Так, например, в работе [І7] проводилось измерение изотопического сдвига ряда изотопов Sm в области длин волн 570-580 нм по сигналу люминесценции, регистрируемому перпендикулярно атомному пучку. Авторы сообщают о зарегистрированной ширине линии 30 МГц, причины уширения линии не обсуждаются. Данные использовались для определения зарядового радиуса ядра.
Работа [18] посвящена систематизации и анализу спектров редкоземельных атомов. В работе представлены результаты измерений относительных сил осцилляторов для ряда преходов в Sm с нижнего терма 4f6s21F. Измерения проводились методом крюков рождественского.
Работы [19,20] посвящены изучению нелинейных поляризационных эффектов в Sm. В работе [20] в частности проведена
идентификация спектра перехода 4/6б52/7ГЛ—>4f66s6p(7F0) 570 нм в Sm. В работе наблюдалась резонансная флюоресценция. Пары самария
создавались в полом катоде при температуре около 1000 К. Авторы сообщают о зарегистрированной ширине резонанса около 10 МГц при давлении буферного газа (Аг) 200 Па. В работе также исследовалось ударное уширение спектральных линий аргоном.
Работа [21] посвящена изучению нелинейных эффектов Фарадея и
Фойхта замкнутого перехода 4/66s2(TF1J->4/66s6p7F0 в атоме самария.
Для исследований был выбран 152Sm изотоп самария. Пары самария создавались в керамической трубке при температуре около 1000 К. В качестве буферного газа использовался аргон. В работе впервые был зарегистрирован нелинейный эффект Фойхта, а также была приведена теоретическая модель, описывающая нелинейный эффект Фарадея для
замкнутого перехода 4fe6s2 (7F,) -> 4/66s6p 7F0"b атоме самария.
В работах [22,23,24] исследовались столкновительное уширение и сдвиг спектральных линий Sm в Не, Ne, Аг. В работе исследуется уширение и сдвиг доплеровски уширенного контура. Авторы приводят величины уширений для исследуемых линий самария в аргоне порядка 0,4см"'/г.(1., а также сдвига около 0,12cM~I/r.d. (1 r.d=2.69*1019cM"3). Для гелия величины уширения и сдвига составляют около 0,8cMl/r.d. и 0,12cM"Vr.d. соответственно. Этим исчерпываются опубликованные
спектроскопические данные по самарию.
Научная новизна данной работы заключается в следующем. Впервые методом насыщенного поглощения зарегистрированы
спектры переходов в атоме Sm 4/56s2(7F0)-> 4/6(^)б5бр(3Р)9^%
4/66s2(7F,)->4/6(7F)6s6p(*P0)9F1'> на длинах волн 672 нм и 686 нм
соответственно, образующих Л-систему. Идентифицированы спектральные линии изотопов Sm. Определена структура верхнего
4/ (7F)6s6p( P ) F уровня и нижнего метастабильного уровня 4/66s2(7F,). Измерены относительные изотопические сдвиги и
сверхтонкое расщепление уровней с точностью 1 -2 МГц.
Осуществлена регистрация резонансов когерентного пленения населенности и резонансов оптической накачки в атомных парах изотопа самария I54Sm. Исследована зависимость спектров и контраста резонансов от поляризации лазерных пучков и от направления магнитного поля, приложенного к системе. Проведено изучение влияния столкновений на форму и контраст наблюдаемых узких резонансов.
В главе 1 рассматривается экспериментальное отождествление спектральных линий изотопов самария методом насыщенного поглощения в области переходов в атоме Sm, вовлеченных в исследуемую Л -систему. Приведено описание используемого метода, экспериментальная установка, и полученные экспериментальные результаты. Найденные константы сверхтонкой структуры, изотопические сдвиги и сверхтонкое расщепление приведены в таблицах 5, 6.
В главе 2 описана экспериментальная установка для регистрации резонансов КПН, а также приведена простейшая теория резонанса КПН. Приведены основные экспериментальные результаты.
В главе 3 рассматривается зависимость от давления резонансов оптической накачки, сопровождающих резонансы КПН. Произведен расчет формы контура селективной по скоростям оптической накачки на базе модели твердых шариков. На базе приведенной теоретической модели интерпретирована зависимость ширины и контраста наблюдаемых провалов в поглощении.
В заключении диссертации формируются основные результаты работы.
Резонансы насыщенного поглощения
Методы нелинейной лазерной спектроскопии позволяют исследовать структуру спектральных линий, скрытую доплеровским уширением. Существенную роль при этом играет возможность перестройки длины волны монохроматического источника излучения. Создание относительно недорогих перестраиваемых полупроводниковых лазеров позволило проводить высокоточные спектроскопические измерения в частности в красной (около 670 нм) области спектра [25]
Одним из методов нелинейной лазерной спектроскопии является метод насыщенного поглощения, коротко изложенный ниже на базе работы [28]. Этот метод позволяет регистрировать спектральные линии с шириной на два порядка меньше доплеровской, что делает возможным не только изучать однородный контур линии, но и осуществлять сверхточную привязку частоты лазерного источника к частоте перехода. Такая привязка имеет большое значение для лазерного охлаждения и локализации частиц, получения многофотонных резонанс ов и других нелинейных эффектов, а также для метрологических применений.
Резонанси насыщенного поглощения В основе метода лежит изменение распределения по скоростям населенностей атомных уровней под влиянием внешнего электромагнитного поля.
Иллюстрация к взаимодействию частиц с плоской монохроматической водны частоты со : а-световая волна настроена точно на центр доплеровского контура.; б - т й; в - со й а. Заштрихованные области соответствуют частицам, взаимодействующим с волной
Пусть частота плоской монохроматической световой волны находится в точном резонансе с частотой перехода. Тогда с такой волной могут взаимодействовать только частицы с нулевой проекцией скорости на направление распространения пучка (рис. 1Л а), т.е. частицы, для которых доплеровский сдвиг частоты очень мал, остальные частицы не могут взаимодействовать со световым полем из-за доплеровского сдвига. В случае если частота поля о не совпадает с центром доплеровского контура CD0 , то с полем взаимодействуют частицы со строго определенной проекцией скорости v 3 = — на направление распространения световой волны (рис 1.1 б, в). Если й) й)0, то со световой волной взаимодействуют частицы с положительной проекцией скорости, а при й) б)0 - с отрицательной. Таким образом, с волной может взаимодействовать только малая группа из общего ансамбля частиц. Поскольку ширина спектральной линии для каждой частицы определяется ее однородной шириной, то и группа частиц, взаимодействующих с полем занимает на доплеровском контуре узкий спектральный интервал с шириной, равной однородной ширине. Таким образом, доля взаимодействующих с полем частиц зависит от отношения однородной ширины к доплеровской ширине.
При достаточной интенсивности излучения заметная доля таких частиц перейдет возбужденное состояние. В результате в распределении по скоростям для нижнего уровня возникает провал, а для верхнего - пик избыточной населенности (рис. 1.2). При пропускании пробной волны той же частоты параллельно сильной волне можно обнаружить, что поглощение будет меньше, чем в отсутствие насыщающей волны. В случае противоположного распространения пробной и насыщающей волны из-за разного знака доплеровского сдвига резонансное просветление возможно лишь в центре доплеровски уширенного контура (рис. 1.3). В последнем случае, сканируя частоту пробной и насыщающей волн можно не только прописать однородный контур линии, но и определить положение центра спектральной линии.
Образование узкого нелинейного резонанса при поглощении слабой встречной волны в газе. Слева распределение населенностей на нижнем уровне резонансного перехода, справа — зависимость поглощения от частоты световой волны
Метод насыщения поглощения позволяет получать узкие спектральные линии без использования атомных пучков, что выгодно отличает его от линейных методов спектроскопии без доплеровского уширения. Кроме того, в отличие от линейных методов, основанных на двойном оптическом (радиооптическом) резонансе и интерференции атомных уровней, метод насыщенного поглощения позволяет определить не только структуру квантовых уровней, скрытых доплеровским уширением, но и положение центра доплеровского контура [28].
Метод пробной встречной волны, изложенный выше, является одним из наиболее распространенных методов спектроскопии насыщения.
Ширина линии наблюдаемого резонанса зависит от ряда факторов. Вопрос точного вычисления ширины линии резонанса насыщенного поглощения является достаточно сложной задачей, требующей решения уравнения для матрицы плотности с учетом всех возможных каналов распада как верхнего, так и нижнего уровней.
В простейшем приближении можно рассматривать атом как двухуровневую систему с однородной шириной верхнего уровня 2Г (Г-полуширина на полувысоте).
Пусть поглощающая среда находится в поле сильной насыщающей волны и слабой пробной волны. Рассмотрим случай встречных волн, полученных от одного лазерного источника, т.е. обладающих одинаковой длиной волны. Будем ограничиваться лишь рассмотрением населенности верхнего и нижнего уровня, не рассматривая когерентные процессы.
Вероятность того, что частица со скоростью V находится в возбужденном состоянии в присутствие поля бегущей волны, составляет, согласно [28]:
Отождествление экспериментальных спектров
Пары Sm создаются в кювете из нержавеющей стали длиной 50 см со стеклянными окошками на торцах. Кювета снабжена системой откачки и системой напуска буферного газа. Таблетка Sm весом около 1г помещается в центр кюветы. При температуре 500 - 600 С Sm химически активен и эксперименты должны проводиться либо в вакууме, либо в атмосфере инертного газа (Не, Аг). Нагрев кюветы производится в центральной 15-см части с помощью катушки нагревателя (-500 Вт), запитываемого источником постоянного тока. При этом магнитное поле в кювете, создаваемое нагревателем составляет около В0 = 20Э. Из-за наличия остаточной переменной составляющей источника (порядка 10%) в кювете присутствует переменное магнитное поле . Кювета помещена внутрь колец Гельмгольца диаметром 30 см (200 витков), позволяющих создавать продольное магнитное поле до 24 Э. Суммарное поле В в кювете имеет вид: В = В0 + Вколец+В_, В_=0.1В0 и может изменяться от 0 до 44 Э. Здесь В0, В_ - постоянное и переменное поле катушки нагревателя, Внолец - поле колец Гемгольца.
Испаряющийся в центральной части Sm оседает на холодных частях кюветы и нагрев кюветы приходится постепенно увеличивать до 600-650 С Деградация поверхности Sm в центральной части кюветы (за счет окислов) также приводит к уменьшению скорости испарения и, как следствие, уменьшению сигнала поглощения. Оба этих процесса вызывают необходимость замены металла через несколько десятков часов работы. Сигнал поглощения также уменьшается за счет оптической накачки на уровни с J = 1,2 (рис 1.11) для перехода 4/66s2(7F0) 4/6(7F)6s6p(3P0)9F, и на уровни J = 0,2 для перехода
Взаимодействие двух близко расположенных переходов с двумя встречными полями одинаковой частоты обладает существенной особенностью — наличием перекрестных резонансов. Такие резонансы отсутствуют в двухуровневых системах. Их наличие связанно с взаимодействием поля с двумя переходами. Рассмотрим такое взаимодействие более подробно.
Для простоты положим интенсивности встречных волн одинаковыми. Пусть световое поле частоты а насыщает два близко расположенных перехода (в пределах доплеровского контура) с частотами Ф1 и со2. Тогда в распределении частиц на общем нижнем уровне выжигается по две дырки для каждого из переходов на скоростях kvz -±(Ш-Й),) и kvx -±(со-со2) соответственно (рис. 1.12). При сканировании частоты лазера вдоль контура спектральной линии возникают два провала на частотах о, и Й2, обусловленных совпадением "дырок" для каждого из них. Кроме того, возникает провал на частоте а = — -, обусловленный перекрестным перекрытием дырок. Появление такого провала связанно с уменьшением поглощения за счет уменьшения населенности общего уровня при взаимодействии со встречной волной. частота
При наложении
Рис. 1.12 Образование перекрестных резонансов. а - выжигание дырок насыщающей и пробной волной на нижнем уровне, б - результирующий спектр при сканировании частоты насыщающего и пробного пучков. продольного магнитного поля происходит зеемановское расщепление уровней. В линейно поляризованном поле для перехода четных изотопов J = 0 - J = 1 разрешенными являются переходы с Дт = ±1. Однако, наличие эффекта пересечения уровней приводит к появлению спектральной линии перекрестного магнитно-нечувствительного резонанса, соответствующей запрещенному переходу Дт = 0 (рис. 1.13).
Образование перекрестных резонансов возможно как при наличии общего нижнего уровня, так и при наличии общего верхнего уровня. Однако в первом случае резонансы оказываются более интенсивными, так как пробная волна "видит" уменьшение населенности нижнего уровня для двух скоростных групп частиц, а во втором случае - увеличение населенности верхнего уровня. Из-за достаточно быстрого распада у$ верхнего уровня последний эффект оказывается заметно меньше (рис. 1.13, 1.17). 1.3.2 Экспериментальные спектры На рис, 1.13 представлен экспериментальный спектр насыщенного поглощения паров самария для перехода 4/66s2(7ro)- 4/6(7F)6s6p(3P0)9F1, полученный сканированием частоты лазера на 672 нм вблизи частоты перехода. Частоту этого перехода удалось измерить с использованием йодного эталона, поскольку линия йода 14863,9166 см"1 находится в пределах регистрируемого спектра самария. Частота перехода 4f66s2(7FQ) 4f6(7F)6s6p(3P)9Fl0 в 154Sm . составляет 14863,7305 ± 0,0015 см"1, что более, чем на порядок величины уточняет данные, представленные в [29].
Спектр шириной около 10 ГГц не умещается в диапазон одного сканирования лазерного диода без модовых скачков (см. пункт 1.2.1), поэтому приведенный спектр сшит из двух частей. Место сшивки обозначено стрелкой. Одновременно показан спектр, полученный при наложении магнитного поля. Спектр снят при линейных поляризациях пробной и насыщающей волны. Регистрируемая ширина контуров линий насыщенного поглощения на полувысоте составляет 8.5 МГц.
Когерентное пленение населенности в Л - системе
Ширина резонанса КПН определяется рядом факторов. Вопрос точного вычисления ширины и формы линии резонанса КПН является достаточно сложной задачей, требующей решения уравнения для матрицы плотности с учетом всех возможных релаксационных констант. В качестве базиса в таких расчетах обычно используют собственные состояния Гамильтониана изолированной атомной системы jl) и 2), а когерентное пленение населенности трактуется как отличие от 0 элемента р12, отвечающего за когерентность нижних уровней [2, 7]. Тем не менее в ряде случаев базис состояний +) и -) оказывается более удобным при анализе контраста и ширины резонанса [7].
Поскольку атом, находящийся в состоянии с плененной населенностью не взаимодействует с верхним уровнем, то ширина резонанса в трехуровневой системе (рис. 2.1) определяется только временем жизни когерентности нижних уровней Л - системы, когерентностью световых полей и геометрическими факторами, но не зависит от ширины верхнего уровня. Выбранная атомная система самария, однако, является открытой, и можно предположить, что открытый характер системы повлияет на ширину резонанса. В этой связи группой теоретиков из Московского Государственного Университета были проведены теоретические расчеты зависимости ширины и контраста резонансов КПН как в реальной четырехуровневой системе самария, так и в идеализированной трехуровневой системе (исключая уровень 7Г2) [14, 15]. Исследования показали, что наличие четвертого уровня не сказывается на ширине резонанса, хотя заметно влияет на его контраст, который также существенно зависит от скорости дефазировки для уровней l),2) и 2},з) т.е. величины Г( (см. рис. 3.3). Рост Tt ведет к уменьшению контраста резонанса КПН.
Радиационный распад нижних уровней является принципиальным ограничением ширины резонанса КПН. Однако поскольку в Л системах оба активных перехода (jl) —»4) и І2) І4) на рисунке 2.1) являются разрешенными, то переход между нижними уровнями строго запрещен по четности и электрический дипольный переход невозможен. Вероятность магнито-дипольных и квадрупольных переходов очень мала и времена жизни нижних уровней могут составлять секунды и более. При этом важно отсутствие других уровней, на которые возможен спонтанный распад из состояний l} и 2 . Поэтому в качестве нижних обычно выбирают метастабильные уровни и основное состояние. В случае самария в качестве нижних уровней Л- системы выбраны основное состояние и первый метастабильный уровень 4/бб52(7Г,).
Реально наблюдаемая ширина резонанса определяется экспериментальными факторами: стабильностью отстройки SR и разности фаз Ад , а также остаточным доплеровским уширением, времяпролетным уширением, штарковским уширением (уширение световым полем и внешними полями), уширением в неоднородных магнитных полях и ударным уширением. Времяпролетное уширение связанно с конечным временем взаимодействия частиц с полем. В нашем случае оно составляет около у —-—5 -г-30 кГц в зависимости от используемого диаметра светового 2nd пучка. Уширение также уменьшается при увеличении давления буферного газа (см. формулу (2.4)). Остаточное доплеровское уширение связанно с наличием распределения атомов по скоростям. За счет эффекта Доплера частота падающего излучения в системе центра масс дается выражением а { - кр, где kj волновой вектор световой волны, v-скорость частицы. Обычно наблюдение эффекта КПН проводится в параллельных пучках, поэтому сдвиг частоты будет отличаться для световых полей Е1 и Е2 лишь из-за разницы волновых векторов ki и кг. Условие равенства нулю рамановской отстройки частоты должно вычисляться в собственной системе координат и разница ЙЇ, -а 2, таким образом, оказывается несколько разной для разных лазерных отстроек, что приведет к появлению влияния ширины верхнего уровня на ширину наблюдаемого резонанса. Выражение для коэффициента поглощения описывающее поглощение Л-системой (рис. 2.1) светового на переходе і)— 4) в присутствие поля на переходе 2)— 4) может быть, согласно [28], записано в виде:
Оптическая накачка в присутствие столкновений
Описываемые в главе эксперименты были выполнены с Не в качестве буферного газа.
Экспериментальные данные выявили существенную зависимость формы крыльев контура наведенного поглощения от давления буферного газа (рис. 2.10). Более того, была зарегистрирована аномальная зависимость ширины провала в поглощении от давления буферного газа (рис. 2.11). Также, наряду с расщеплением темных резонансов, соответствующих расщеплению резонансов КПН, были зарегистрированы пики избыточного поглощения с отстройками от точного рамановского магнитных полях (рис. 2.8).
Более подробное изучение экспериментальной зависимости контура наведенного поглощения от давления буферного газа (Не) показало, что в зависимости от давления наблюдаются как провалы в поглощении ("темные" резонансы), так и пики поглощения ("светлые" резонансы) (рис. 3.1), причем знак резонанса не зависит от канала наблюдения. Так же наблюдаются крылья избыточного поглощения, форма которых сильно зависит от давления буферного газа. 3.1 Столкновения, меняющие скорость
Оптическая накачка в присутствие столкновений Исследования показали, что крылья контура наведенного поглощения и узкие "светлые" резонансы представляют собой различные проявления селективной по скоростям оптической накачки.
Экспериментальный спектр наведенного поглощения атомами самария с Не в качестве буферного газа. В прямоугольниках указаны давления буферного газа.
Изучение поведения наведенного поглощения от давления буферного газа в основном проводилось в канале А. Рассмотрим характерное поведение сигнала наведенного поглощения излучения лазера 1 при сканировании частоты лазера 2.
Излучение лазера может взаимодействовать только с теми атомами Sm, для которых проекция скорости на ось пучка лежит в интервале от vx до vx+dvx причем vx соответствует отстройке =%—, где с скорость света. Излучение сканируемого лазера 2 взаимодействует с атомами из другой скоростной группы {v x, vrx+dvx), причем V соответствует отстройке д1г - й)ы —-. В отсутствие столкновений одновременно с двумя световыми пучками взаимодействуют только атомы, для которых выполняется условие SL = SL2 или SR = SL - SL2 = 0.
Селективная по скоротстям оптическая накачка при нулевой лазерной отстройке. Звездочкой отмечен атом в возбужденном состоянии, а) процесс накачки в отсутствие столкновений, б) процесс накачки при наличии стппкнпАр.иия..
В случае точного резонанса для первого лазера (SL =0) условие равенства нулю рамановской отстройки 6п = 0 выполняется для атомов, летящих перпендикулярно световым пучкам (рис. 3.2 а). При этом излучение лазера на 686 нм переводит часть атомов в основное состояние за счет оптической накачки, в результате чего поглощение из основного состояния возрастает. Атомы, имеющие ненулевую проекцию скорости на ось пучка, будут взаимодействовать лишь с излучением лазера на 686 нм при скоростях, определяемых доплеровским сдвигом его частоты. В результате на спектре наведенного поглощения будет наблюдаться узкий резонанс, ширина которого, в отличие от резонанса КПН [8], определяется шириной верхнего уровня.
Открытая А -система в атоме Самария. yf - ширина соответствующего перехода, Tf- скорость накачки лазерным полем на уровень i, Tt - скорость термолизации.
Столкновения с изменением скорости существенно модифицируют эту картину. Атомы, имеющие ненулевую проекцию скорости на ось пучка и переведенные в основное состояние излучением лазера на 686 нм, могут, в результате столкновения, перейти в скоростную группу, взаимодействующую излучением лазера на 672 нм. В результате появится избыточное поглощение на ненулевых рамановских отстройках (рис. 3.2 б). Величина такого избыточного поглощения определяется долей атомов, изменивших свою скоростную группу в результате столкновения на "резонансную", т.е. группу скоростей с нулевой проекцией на ось светового пучка. Вероятность перехода между скоростными группами определяется ядром столкновений. Ядро столкновений W(y\v)dv определяется как вероятность в единицу времени перехода активного атома из скоростной группы {v,V + dv} в группу {v\v +dv} из-за столкновений с атомами буферного газа [34].
Учет столкновений с изменением скорости требует учета распределения населенности по скоростям и потерь населенности за счет переходов между скоростными группами. Скоростные уравнения (2.1) должны быть дополнены двумя вкладами: переходом атомов в другие скоростные группы, определяемым частотой столкновений Г(У), и приходом частиц из других скоростных групп WJ(v) [35j:
