Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Обзор литературы 14
1.1. Лазерное охлаждение газов в магнитооптической ловушке 14
1.1.1. Оптическое охлаждение за счет фотонной отдачи 15
1.1.2 Оптическая патока 18
1.1.3 Доплеровский предел 19
1.1.4 Локализация облака холодных атомов 20
1.2. Методы создания и диагностики ридберговских атомов и плазмы 22
1.2.1. Обзор импульсных методик возбуждения ридберговских атомов 24
1.2.2. Регистрация ридберговских атомов 26
1.2.3. Ридберговские атомы в электрическом поле 28
1.2.4. Управление взаимодействием и пространственные манипуляции в газе ультрахолодных ридберговских атомов. 28
1.2.5. Диагностика ультрахолодной плазмы
1.3. Эксперименты с антиводородом 46
1.4. Теоретические исследования ультрахолодной плазмы. 48
1.5. Рекомбинация в ультрахолодной неравновесной ридберговской плазме 55
Глава 2. Экспериментальное исследование ридберговского газа
2.1. Экспериментальная установка для исследования ультрахолодного газа лития-7 в магнитооптической ловушке 68
2.1.1. Свойства атома лития-7 68
2.1.2. Вакуумная система 70
2.1.3 Стабилизация частот источников лазерного излучения 74
2.1.3.1. Стабилизация частоты охлаждающего лазера по резонансам пропускания термостабилизированного интерферометра Фабри-Перо (ИФП) 75
2.1.3.2. Дрейф термостабилизированного интерферометра Фабри-Перо 78
2.1.3.3. Стабилизация частоты лазера оптической накачки по резонансам насыщенного поглощения в парах лития-7
2.1.4. Калибровка и дрейф измерителя длины волны 83
2.1.5. Замедление пучка атомов лития-7 87
2.1.5.1. Источник атомного пучка. 88
2.1.5.2. Зеемановский замедлитель 90
2.1.6. Магнитооптическая ловушка для атомов лития-7 93
2.2. Характеристики облака газа холодных атомов 97
2.2.1. Контроль размера и профиля интенсивности облака газа холодных атомов 97
2.2.2. Измерение плотности и количества атомов на разных подуровнях основного состояния 98
2.2.3. Реализация высокой концентрации газа атомов лития-7 в магнитооптической ловушке 105
2.2.4. Измерение распределения плотности атомов в МОЛ 110
2.2.5. Измерение температуры газа ультрахолодных атомов лития-7 112
2.2.6. Скорость загрузки и время жизни атомов в ловушке 120
2.3. Эффективное детектирование ридберговских состояний атомов лития-7 123
2.3.1. Непрерывное возбуждение газа холодных атомов в ридберговские состояния 124
2.3.2. Измерение частоты ридберговских переходов 128
2.3.3. Энергия состояний и порог ионизации атома лития-7 131
2.3.4. Запрещенные переходы 2P-nP и 2P-nF в спектре энергий ультрахолодных ридберговских атомов лития-7 138
2.3.5. Двухфотонные ридберговские резонансы в литии-7 полученные методом падения резонансной флюоресценции 145
ГЛАВА 3. Расчет функции распределения, коэффициентов диффузии в пространстве энергии и рекомбинации методом решения системы кинетических уравнений баланса в ультрахолодной плазме 152
3.1. Расчеты методом молекулярной динамики 153
3.2. Описание алгоритма 156
3.3. Погрешности при расчете методом молекулярной динамики 160
3.4. Расчеты методом решения системы кинетических уравнений баланса 161
3.5. Влияние неидеальности на скорость столкновительной рекомбинации в плазме 174
Глава 4. Особенности столкновительных и излучательных процессов в ультрахолодных системах заряженных частиц в присутствии магнитного поля 190
4.1. Коэффициент трехчастичной рекомбинации слабонеидеальной Ультрахолодной плазмы в сильном магнитном поле 190
4.2. Эффект замедления рекомбинации неравновесных носителей заряда в полупроводнике в магнитном поле 199
4.3. Эффект магнитной стабилизации ридберговских атомов и многочастичных комплексов в ультрахолодной плазме 206
4.4. Функция распределения электронов и коэффициент рекомбинации в ультрахолодной плазме в магнитном поле. Метод молекулярной динамики 211
4.5. Некоторые особенности процесса охлаждения протонов и антипротонов в ультрахолодном электронном газе 227
Заключение 244
Список литературы 247
- Методы создания и диагностики ридберговских атомов и плазмы
- Стабилизация частот источников лазерного излучения
- Запрещенные переходы 2P-nP и 2P-nF в спектре энергий ультрахолодных ридберговских атомов лития-7
- Эффект магнитной стабилизации ридберговских атомов и многочастичных комплексов в ультрахолодной плазме
Введение к работе
Актуальность работы
Открытие в 20 веке таких новых направлений физики, как квантовая
механика, физика лазеров, твердого тела, плазмы, вакуума, взаимодействия
излучения с веществом позволили в 21 веке, уже на новом уровне, перейти к
более подробному теоретическому и экспериментальному изучению
фундаментальных основ строения различных видов материи. С появлением
лазерного охлаждения и пленения атомов в магнитооптической, дипольной
или магнитной ловушках, открылась возможность изучения взаимодействия
в газе нейтральных и высоковозбужденных атомов различных элементов, а
также плазмы в условиях глубокого вакуума при температурах ниже 10 мК
при наличии или отсутствии квантового вырождения. Появление
лабораторий в CERN позволило приступить к созданию атомов антиводорода
при помощи торможения антипротонов в магнитном поле и
столкновительного охлаждения с электронным и позитронным газом с последующим захватом в квадрупольную магнитную ловушку. В то же время бурно развивалась вычислительная техника, а вместе с ней методы численного эксперимента. Например, симуляция физического эксперимента при помощи метода молекулярной динамики (ММД) позволяет из первых принципов рассчитать кинетические свойства невырожденных систем, состоящих из высоковозбужденных атомов и частично ионизованной плазмы при наличии или в отсутствии внешнего магнитного поля. Эти численные расчеты позволяют выбрать физические параметры эксперимента и выбрать направление развития методик. В тоже время очень актуальны реальные эксперименты на ультрахолодных ридберговских атомах, которые позволяют смоделировать процесс захвата антиводорода или манипуляции кубитами в квантовых компьютерах.
Целями данной работы являлись
-
Экспериментальное изучение ультрахолодного газа высоковозбужденных атомов. Для достижения этой цели была создана установка по лазерному охлаждению и захвату в магнитооптическую ловушку (МОЛ) атомов лития-7, реализовано возбуждение захваченных в МОЛ атомов в ридберговские состояния при помощи непрерывного ультрафиолетового лазера, предложена новая методика диагностики энергетических спектров ридберговских состояний по спаду флюоресценции облака атомов в МОЛ.
-
Теоретическое изучение кинетических свойств ультрахолодных газов высоковозбужденных атомов и плазмы. Для достижения этой цели реализована расчетная модель, использовавшая для исследования кинетики неидеальной плазмы метод молекулярной
динамики и метод решения кинетических уравнений баланса, развиты методы расчета, рассмотрены погрешности и предложены методы их оценки.
Научная новизна
Впервые создана установка по лазерному охлаждению и пленению в
магнитооптическую ловушку атомов лития-7 с последующим созданием
ультрахолодных ридберговских атомов. Разработана новая методика
регистрации энергетических спектров высоковозбужденных состояний
атомов. При помощи данной методики впервые измерены энергии для
различных nS, nP, nD, nF - конфигураций в широком диапазоне значений
главного квантового числа от до для холодных атомов
лития-7. При когерентном возбуждении ридберговских состояний получены узкие линии поглощения. Проведена оценка влияния температуры и электромагнитного поля на ширину резонанса.
Предсказана магнитная стабилизация ридберговских атомов и многочастичных комплексов в ультрахолодной плазме. Впервые методом молекулярной динамики рассчитана функция распределения, коэффициенты диффузии и рекомбинации электрона в пространстве энергий для ультрахолодной плазмы в магнитном поле. При помощи метода молекулярной динамики из первых принципов промоделированы условия торможения и захвата антипротонов в газе позитронов с последующим образованием атомов антиводорода в эксперименте лаборатории ALPHA CERN.
Практическая значимость работы
Предложенная в данной работе методика регистрации энергетических
спектров высоковозбужденных атомов универсальна для любого элемента,
захваченного в МОЛ. По измеренным значениям энергий различных
конфигураций можно рассчитать квантовый дефект и порог ионизации
атома. При этом точность определения порога ионизации сравнима с самыми
прецизионными измерениями методом селективной ионизации
электрическим полем. Изучение высоковозбужденных атомов важно также в астрофизике при исследовании спектров излучения звезд и газовых скоплений.
Полученные в данной работе результаты расчетов ММД представляют интерес при анализе экспериментов, связанных с получением антиводорода как в электромагнитных ловушках (лаборатории в CERN и в будущих экспериментах лабораторий NICA, FAIR), так и в рамках пучковых экспериментов.
На созданной установке в дальнейшем на основе полученных теоретических данных будут проведены эксперименты по симуляции
процесса создания антиводорода в сильном магнитном поле. Также будут исследованы эффект замедления рекомбинации в магнитном поле и образование пространственных самоорганизующихся структур в плотном газе ридберговских атомов и ультрахолодной ридберговской плазме.
Кроме того, экспериментальное и теоретическое исследование
ридберговского вещества и ультрахолодной плазмы в магнитном поле дает
возможность сформулировать новые направления в области создания
квантовых компьютеров, датчиков микроволнового излучения и
нанотехнологиях.
Научные положения, выносимые на защиту
1. Впервые измеренные энергии для различных nS, nP, nD, nF -
конфигураций в широком диапазоне значений главного квантового
числа от до атомов лития-7 при помощи новой
методики на впервые созданной экспериментальной установке с
использованием магнитооптической ловушки и резонансного
двухступенчатого возбуждения.
2. Полученный коэффициент рекомбинации, рассчитанный при помощи
системы кинетических уравнений баланса. Совпадение коэффициентов
рекомбинации, полученных разными способами в пределах расчетной
погрешности, подтверждает достоверность предложенного нами
метода и показывает область перехода от дискретного спектра в
квазинепрерывный спектр.
-
Предсказанная магнитная стабилизация ридберговских атомов и многочастичных комплексов в ультрахолодной плазме.
-
Впервые методом молекулярной динамики рассчитанная функция распределения, коэффициент диффузии электрона в пространстве энергий, а также коэффициент рекомбинации для ультрахолодной плазмы в магнитном поле.
5. Рассчитанные при помощи метода молекулярной динамики из первых
принципов условия торможения и захвата антипротонов в газе позитронов с последующим образованием атомов антиводорода в эксперименте лаборатории ALPHA CERN.
Апробация работы
Приглашенные доклады: New theoretical and experimental methods for Rydberg Matter and Ultracold Plasma study, 8th International Conference On The Frontiers Of Plasma Physics And Technology (Fppt-8), Vina del Mar, Chile, 2017, Theory And Experiment Of Rydberg Matter And Ultracold Plasma, 7th International Conference On The Frontiers Of Plasma Physics And Technology (Fppt-7), Kochi, India, 2015, Ultracold Plasma and Rydberg atoms in a Magnetic
Field, ICPP2014, Lisbon, Portugal, 2014г., Ультрахолодная плазма и
ридберговское вещество в магнитооптической ловушке. Теория и эксперимент. XLI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, Звенигород, Россия, 2014 г., Study of ultracold Rydberg matter. Current situation and frontiers., Seminar for Young Scientists "Physics of high energy density in matter" 2012. Секционные: «Equations of State for Matter», Elbrus, 2016, 2014, 2012, 42nd European Physical Society Conference on Plasma Physics, Lisbon, Portugal, 2015, Interaction of intense energy fluxes with matter, Elbrus, 2017, 2015, 2013, Новосибирск, Академгородок, 2015, SCCS2014, Santa Fe, USA, 2014, International Conference on Coherent and Nonlinear Optics (ICONO 2013), 2013, Moscow, Russia, Strongly coupled ultracold and quantum plasma», Португалия, Лиссабон, 2011 г., «Оптические методы исследования потоков» Москва, 2011 г.
Публикации
Основные результаты работы изложены в 26 рецензируемых журналах, входящих в перечень ВАК.
Личный вклад
Все все выносимые на защиту экспериментальные и теоретические результаты и положения получены автором лично, либо при его непосредственном участии и под его руководством. Автор принимал участие в постановке, проведении и обработке результатов всех представленных в работе экспериментов. Также автор участвовал в создании теории кинетики ультрахолодной сильновзаимодействующей плазмы и ридберговского вещества в магнитном поле, постановке задач и обработке результатов численных экспериментов.
Объем и структура работы
Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. Полный объем диссертации 265 страницы текста с 110 рисунками и 7 таблицами. Список литературы содержит 252 наименования.
Методы создания и диагностики ридберговских атомов и плазмы
Первые эксперименты с высоковозбужденными атомами были реализованы ещ в конце 19 века. Спектры высоковозбужденных атомов были получены в результате обобщения астрономических наблюдений. В 1890 году Ридберг опубликовал свою работу о структуре спектров химических элементов [1.29]. Одно из первых подробных измерений спектров высоковозбужденных ридберговских состояний для атомов лития можно найти в работе 1930 года [1.30], в которой исследовались ридберговские состояния в парах лития с главными квантовыми числами до
Высоковозбужденные атомы имеют большое время жизни, огромный дипольный момент, и очень чувствительны к электрическим и магнитным полям. Благодаря своим уникальным особенностям Ридберговские состояния атомов представляют большой интерес для физики и химии. Отсутствие удобного экспериментального способа возбуждать атомы в заданное квантовое состояние мешало систематическому изучению ридберговских атомов. В 1950-х и 1960-х одним из распространенных способов получения ридберговских атомов было возбуждение электронным ударом [1.31]. Данный способ не позволял возбуждать атомы в определенном состоянии. Новым толчком к изучению ридберговских атомов стало появление в 70-х перестраиваемых лазеров на красителях. По мере развития методов диагностики и возбуждения ридберговских атомов интерес к ним все более возрастал. Лазерное охлаждение и захват атомов в МОЛ дало толчок в изучении высоковозбужденных атомов при ультранизких температурах [1.32].
Существует несколько различных путей получения ридберговских атомов в МОЛ. Чаще всего используется двух или более фотонное импульсное возбуждение [1.33,1.34], которое позволяет перевести до 100% атомов в выбранное состояние. При помощи двух -импульсов можно перевести населенность сначала на промежуточный уровень, а потом на высоколежащий ридберговский. Данный метод очень чувствителен к длительности и мощности импульсов, поэтому удобнее возбуждать атомы при помощи комбинационного адиабатического заселения (STIRAP stimulated raman adiabatic passage) [1.35-1.37]. В данном методе два перекрывающихся возбуждающих импульса имеют порядок, обратный по сравнению с каскадным возбуждением.
Традиционным способом детектирования ридберговских атомов является их ионизация электрическим полем с последующим детектированием электронов и ионов [1.32]. В эксперименте [1.38] для диагностики ридберговских атомов использовались слабое пробное поле на резонансном переходе и сильное управляющее поле на переходах между возбужденными состояниями. Регистрировалась электромагнито индуцированная прозрачность (EIT) в спектре поглощения пробного поля.
В данной работе реализовано возбуждение атомов лития-7 в ридберговские состояния с использованием непрерывного лазерного излучения. Для диагностики энергии высоковозбужденных состояний непосредственно регистрировалось изменение резонансной флюоресценции ультрахолодных атомов лития-7 в магнитооптической ловушке, при этом измерялась частота лазера, переводящая атомы в ридберговские состояния. Данный метод диагностики не разрушает ридберговские состояния. Похожий метод по падению флюоресценции облака ультрахолодных атомов использовался в [1.39]. 1.2.1. Обзор импульсных методик возбуждения ридберговских атомов Возбудить атом из основного состояния в возбужденное можно через заселение уровня . На рисунке 1.4 представлена схема трехуровневого атома. Возбуждение будет эффективным в том случае, если резонансное излучение действует на систему очень короткое, по сравнению со временем жизни уровней, время. В поле резонансного излучения населенность уровня атома осциллирует с частотой Раби : (1.11) Если длительность импульса такая, что , то атом перейдет из состояния в . Приложив последовательно два -импульса можно перевести 100% населенности в возбужденное состояние . Данный метод возбуждения очень чувствителен к длительности и амплитуде импульсов [1.40].
Метод STIRAP позволяет при помощи двух импульсов перевести населенность из основного состояния , в возбужденное без заселения промежуточного состояния (рисунок 1.4). Плюсом данного метода является независимость от времени жизни промежуточного возбужденного состояния атома .
Стабилизация частот источников лазерного излучения
В отличие от плазмы криогенного разряда, ультрахолодная плазма [1.18,1.19] получается из газа атомов охлажденного до температур порядка нескольких микрокельвинов методом лазерного охлаждения. Затем этот газ ионизуется при помощи лазерного излучения или путем смешивания с небольшим количеством атомов имеющих значительно более высокую температуру [1.20]. При этом ультрахолодная плазма [1.18,1.19] представляет собой более простой объект, нежели плазма криогенного разряда, в смысле меньшего количества подлежащих учету физических процессов при ее распаде. В основном изучалась плазма ксенона или газа щелочных металлов, в которой отсутствуют молекулярные ионы, незначительна радиационная рекомбинация, а преобладающим механизмом рекомбинации является томсоновская рекомбинация. В ультрахолодной плазме удалось получить очень высокие начальные параметры кулоновской неидеальности. Параметр кулоновской неидеальности уе достигает 23,5, в то время как в плазме криогенного разряда уг 0,5. Более того параметры неидеальности полученные в ультрахолодной неравновесной однократно ионизованной плазме намного выше полученных до настоящего времени в равновесной плотной низкотемпературной плазме (см. например [1.72]) .
Столь высокая кулоновская неидеальность позволяет изучать возможность существования, предположенных ранее в литературе новых физических эффектов, таких как: образование упорядоченной структуры в неидеальной плазме, замедление рекомбинации, особенности взаимодействия ридберговских атомов. Эти эффекты имеют большое значение при разработке квантовых компьютеров и в работах по изучению антиводорода.
В настоящем разделе обсуждаются способы создания и диагностики ультрахолодной плазмы и полученные экспериментальные данные. Методика и техника эксперимента. Впервые ультрахолодная плазма была получена группой исследователей американского национального института стандартов в 1999 году [1.18]. В работе для создания ультрахолодной плазмы несколько миллионов атомов Xe возбуждались в разряде до метастабильного состояния 6s[3/2]2. Это состояние использовалось как основное состояние для охлаждения в магнитооптической ловушке на переходе с длиной волны 882 нм при переходе в состояния 6p[5/2]3.
После охлаждения атомы Xe ионизовали в течении 10 нс с помощью двухфотонного возбуждения (охлаждающий лазер с длинной волны 882 нм заселял уровень 6p [5/2]3 , потом перестраиваемый лазер на красителях с длиной волны 514 нм возбуждал атомы до или выше предела ионизации). Разница между энергией фотона и ионизационным потенциалом E распределялась между электронами и ионами, но из-за значительного отношения масс практически всю энергию получали электроны. Величина E/kB, где kB – постоянная Больцмана, варьировалась в пределах 0,1 – 1000K с помощью перестройки частоты лазерного излучения. Полученное облако частично ионизованной плазмы ( 10% ионизованных атомов) имело следующие характеристики: температура ионов Ti = 10 мкК, кинетическая энергия на электрон Ee/kB = 100 мК и выше, плотность до 2109 см-3. Пространственное распределение плотности предполагалось гауссовым со среднеквадратичным радиусом = 200 мкм. Параметр неидеальности для такой плазмы достигал 23,5, т. е. потенциальная энергия взаимодействия намного больше кинетической энергии движения частиц. Электроны в плазме не вырождены, т. к. среднее расстояние между частицами значительно превышает длину волны де-Бройля (например, для , ). После создания облака его размер в течении 1-2 мкс не меняется, а потом начинается разлет плазмы, который длится более 30 мкс. В [1.20] была получена плазма, аналогичная [1.18,1.19], в щелочных металлах Rb и Cs путем возбуждения газа холодных атомов (Ta 10-4K) на ридберговский уровень энергии (уровень n=36-40). Эксперимент проводился с использованием лазерного охлаждения. Для получения плазмы в газ добавляли 1% возбужденных атомов при T 300K. Систему исследовали при помощи коротких электрических импульсов, которые вырывали из плазмы слабо связанные электроны. В этой работе было показано, что смесь холодных возбужденных атомов и небольшого числа горячих атомов переходит в холодную плазму.
В работе [1.73] приведены данные для скорости разлета плазмы, а в [1.19] данные для заселенностей уровней ридберговских атомов. Облако плазмы облучали радиочастотным полем, при определенной частоте поля наблюдался отклик в виде вырванных из плазмы электронов. Считая эту частоту плазменной частотой электронов, авторы рассчитывали плотность. Так получили зависимость плотности плазмы от времени и из этой зависимости вывели скорость разлета. Сплошными линиями на рис.1.9 обозначены расчетные кривые для изменения плотности при разлете.
Запрещенные переходы 2P-nP и 2P-nF в спектре энергий ультрахолодных ридберговских атомов лития-7
Для реализации магнитооптической ловушки с приемлемым для экспериментов количеством атомов и временем жизни необходим вакуум на уровне торр ( мбар). На рис. 2.2 представлена схема вакуумной части установки. Откачка осуществлялась в несколько этапов. На первом этапе – масляный насос Varian DS-42. С его помощью достигается давление в системе порядка . Затем – турбомолекулярный насос Varian Turbo-V 81. При этом запускается через источник бесперебойного питания форвакуумный насос для предотвращения поломки турбомолекулярного насоса при отключении электричества. Оба насоса последовательно подключаются к фланцу 4, как показано на рис. 2.2. На этом первом этапе достигается вакуум порядка .Схема вакуумной системы: 1 – Ионный (магниторазрядный) насос VacIon 40; 2 – Печка (источник атомного пучка) с металлическим литием; 3 – Оптические порты для ввода излучения и диагностики атомного пучка; 4 – Фланец для подключения турбомолекулярного и форвакуумного насосов; 5 – Зеемановский замедлитель; 6 – Ионный (магниторазрядный) насос VacIon 75; 7 – Основная вакуумная камера. Для получения глубокого вакуума, на втором этапе осуществлялся отжиг всей системы при температуре порядка . Для этого на всю установку наматывались нагревательные ленты OMEGALUX Rope Heaters FGR Series, с температурой нагрева до . Для отжига зеемановского замедлителя (рис. 2.2, позиция 5) были использованы низкотемпературные ленты Omega SRT Series (модель SRT-101-040 и SRT051-040), с температурой нагрева до . Максимальная допустимая температура нагрева зеемановского замедлителя порядка . Во избежание скапливания грязи в холодных местах вакуумной камеры намотка осуществлялась как можно более равномерно, после чего установка оборачивалась в пять слоев фольги. Непрерывный контроль температуры осуществлялся при помощи двух шестиканальных контроллеров Omega, модель CN606TC1 и двенадцати термопар К-типа (Omega, модель 5SLRTC-GG-K-20-72). Длительность отжига порядка недели, при этом необходима непрерывная работа форвакуумного и турбомолекулярного насосов. Отжиг осуществлялся при любой замене основных компонент вакуумной системы. На третьем этапе, после длительного отжига, появляется возможность включить ионные (магниторазрядные) насосы. В установке используется два ионных насоса компании Varian: Ion pump VacIon 40 и VacIon 75 (позиции 1 и 6 на рис. 2.2 соответственно). Глубина вакуума контролировалась по току ионных насосов. Ионные насосы откачивают вакуумную систему до давления .
Для поиска и устранения течей использовался следующий способ. Все швы и вакуумные порты последовательно поливались ацетоном из небольшого шприца, при этом непрерывно наблюдались показания ионных насосов. В случае падения вакуума элемент, дающий течь, заменялся. Во избежание попадания в систему посторонних газов перед заменой компонент в систему подавался аргон, и поддерживалось его положительное давление в системе.
На четвертом этапе роль сублимационного насоса играет атомный пучок лития, формируемый источником атомного пучка (позиция 2 на рис. 2.2), который проходит через всю установку. Подробное описание источника атомного пучка можно найти в пункте 2.1.5.1 данной главы.
После всех процедур откачки, отжига и устранения всех течей форвакуумный и турбомолекулярный насос выключались и физически отсекались, далее поддержание вакуума осуществлялась только при помощи двух ионных насосов. Таким образом, в системе получено и непрерывно поддерживается давление . На рисунке 2.3 приведена схема и фотография вакуумной камеры. Камера разработана в ИПФ РАН и изготовлена компанией MDC Vacuum. Описание данной вакуумной камеры можно найти в работе [2.2]. Рисунок 2.3: Схема и фотография вакуумной камеры. На схеме: 1 – Фланец для соединения вакуумной камеры с зеемановским замедлителем, через этот фланец вводится атомный пучок; 2 – Фланец для подсоединения ионного (магниторазрядного) насоса; 3 – Фланец для сублимационного насоса; 4 – Фланцы для подключения измерителей давления; 5 – Окно для ввода охлаждающего излучения в зеемановский замедлитель; 6 – Кварцевое окно для ввода ультрафиолетового излучения; 7 – Окно для наблюдения облака при помощи ПЗС-камеры; 8 – Окно для измерения поглощения пробного излучения; 9 – Окно для пробного (диагностического) излучения; 10 – Окно для измерения флюоресценции при помощи фотопримника; 11, 12, 13, 14, 15, 16 – Окна для ввода пучков, формирующих трехмерную оптическую патоку. Всего вакуумная камера содержит 13 портов для оптического доступа к области локализации атомного облака. На установке существует техническая возможность для достижения вакуума порядка [2.2], если это будет необходимо для эксперимента. 2.1.3 Стабилизация частот источников лазерного излучения
В данном разделе описаны источники лазерного излучения, применяемые для лазерного охлаждения и захвата лития-7 в МОЛ, и методы их стабилизации, используемые в данной работе.
Стабилизированные по частоте инжекционные лазеры с внешним резонатором (ИЛВР) нашли широкое применение в задачах лазерного охлаждения и пленения атомов в МОЛ [2.3]. Зачастую необходимо иметь возможность прецизионной непрерывной отстройки частоты от резонансного перехода. Существует множество способов отстройки излучения лазера от частоты оптического перехода. Одним из самых распространенных, но не очень удобных для наших задач способов, является отстройка частоты при помощи акустооптических модуляторов [2.3]. Известен также метод отстройки частоты магнитным полем [2.4].
В эксперименте использовалось два источника лазерного излучения. В качестве охлаждающего использовался лазер компании Toptica с длиной волны 671 нм и мощностью 500 мВт, а для оптической накачки – лазер, собранный в ФИАНе под руководством В.В. Васильева, с длиной волны 671 нм и мощностью 300 мВт. Оба источника лазерного излучения представляют собой инжекционные лазеры с внешним резонатором, излучение из которых усиливается однопроходным коническим оптическим усилителем [2.5].
Эффект магнитной стабилизации ридберговских атомов и многочастичных комплексов в ультрахолодной плазме
Одной из важнейших характеристик облака атомов в МОЛ является температура. Охлаждение в ловушке возможно в несколько этапов. Помимо обычного доплеровского охлаждения (предел которого для лития 140 мкК, см. главу 1.1.3), для многих элементов возможно реализовать охлаждение в градиенте поляризаций [1.26, 2.20] это позволяет получить температуры на порядок меньшие. Для лития-7 достижение субдоплеровских температур возможно при охлаждении на D1-линии [2.21]. В данной работе охлаждение производилось на D2-линии и субдоплеровских температур не наблюдалось. Подробное исследование зависимости температуры от различных параметров МОЛ в данной работе не проводилось. В рамках данного исследования проводилась лишь грубая оценка температуры облака, т.к. точное измерение температуры для лития сопряжено с некоторыми экспериментальными проблемами. Атомы лития намного легче атомов рубидия или тулия (измерение температуры для них можно найти в работах [2.22, 2.23]), характерное время разлта тулия составляет десятки миллисекунд, тогда как характерное время разлта лития – порядка единиц миллисекунд.
В данной работе оценка температуры облака проводилась методом баллистического разлета облака, с последующим фотографированием при помощи быстрой ПЗС-камеры [2.22, 2.23]. Лучи, формирующие оптическую патоку, выключались при помощи шторки Uniblitz, модель LS672, которая полностью закрывается максимум за 700 мкс.
Для отключения магнитного поля были спроектированы и изготовлены два одинаковых ключа на IGBT-транзисторах, позволяющие полностью отключить градиент магнитного поля за 200 мкс. На рисунке 2.33 представлена схема, обеспечивающая быстрое выключение катушки индуктивности с максимальным напряжением разрядки катушки не более 500 Вольт.
Включение-выключение катушки осуществляется с помощью комбинированного, так называемого IGBT-транзистора. Для его управления в схеме предусмотрен предварительный каскад на маломощном n-p-n транзисторе. Напряжение питания предварительного каскада равно напряжению отсечки IGBT-транзистора плюс 0.5-1 Вольта, и зависит от марки этого силового транзистора. Шунтирующий диод D1 необходим только при отсутствии встроенного в силовой IGBT-транзистор защитного диода. При обрыве внешней цепи управления схема обеспечит поддержание катушки в выключенном состоянии. Для исправной работы схемы питание на катушку и силовой транзистор необходимо подавать первым.
Диоды D2, D3 желательно заменить одним диодом, рассчитанным на напряжение не менее 1000 Вольт и ток 10 Ампер. В этом случае необходимость в выравнивающих напряжение на диодах сопротивлениях R4, R5 отпадает.
Значение дополнительного сопротивления выбирается эмпирически. Оно несколько превосходит расчетное значение так, чтобы при разряде катушки возникал быстрозатухающий колебательный процесс. Этим сокращается длительность основного разряда тока катушки, а первая обратная полуволна напряжения колебательного процесса не пропускается диодами D2, D3 и не создает магнитное поле. Поэтому критерием выбора величины сопротивления служит относительная малость второй, прямой полуволны напряжения.
Одним из самых распространенных и точных методов измерения температуры атомов в МОЛ является метод баллистического разлета. Атомы набираются в ловушку, после чего выключается градиент магнитного поля и пучки, формирующие оптическую патоку. После этого атомы подсвечиваются коротким резонансным лазерным импульсом и одновременно фотографируются при помощи быстрой ПЗС-камеры. Резонансный импульс формировался при помощи АОМа и имел длительность 100 мкс. Управляющие TTL-импульсы формировались генератором Agilent 33220A, контроллером Arduino UNO и прибором цифрового ввода-вывода NI 6537. Для удобства все управление экспериментом было автоматизировано в среде в LabView. Внешний вид программного интерфейса представлен на рисунке 2.34.
Как мы показали в предыдущем пункте, распределение плотности в облаке можно считать Гауссовым. Исходя из предположения, что в каждой точке облака скоростное распределение описывается максвелловским распределением, можно построить простую модель, которая позволит оценить температуру атомов в МОЛ по фотографиям их баллистического разлета.