Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Экспериментальная установка по управлению движением атомов магния 18
1.1. Лазерная система на 457 нм 18
1.1.1. Титан-сапфировый лазер на 914 нм 19
1.1.2. Генерация второй гармоники в кристалле LBO 22
1.2. Лазерная система на 285 нм 26
1.2.1. Лазер на красителе на 570 нм 27
1.2.2. Генерация второй гармоники в кристалле ВВО 30
1.2.3. Система стабилизация частоты источника излучения 31
1.3. Вакуумная камера и источник теплового магниевого пучка —36
Выводы к главе 1 39
Глава 2. Атомно-оптический интерферометр на пучке атомов магния 40
2.1. Схема атомно-оптического интерферометра 41
2.2. Экспериментальная реализация атомно-оптического интерферометра на тепловом пучке атомов магния 46
Выводы к главе 2 -50
Глава 3. Физический репер частоты перехода S0 - Pi атома магния 51
3.1. Конструкция магниевой ячейки 52
3.2. Резонансы насыщенного поглощения на переходе lS0-3Pi атомов магния 55
Выводы к главе 3 58
Глава 4. Экспериментальная методика замедления теплового магниевого пучка 59
4.1. Магнитная система зеемановского замедлителя 62
4.1.1. Выбор сг -компоненты 62
4.1.2. Методика расчета замедляющей системы с поперечным полем 65
4.2. Согласование атомного и лазерного пучков в зеемановском замедлителе 70
4.3. Устойчивость замедления атомов 74
4.4. Отклонение магниевого пучка 76
4.5. Зеемановский анализатор скоростного распределения пучка 78
4.6. Эффективность захвата и удержания
атомов пучка в режиме замедления 87
4.7. Вывод охлажденного пучка из резонансного взаимодействия 89
4.8. Времяпролетныи анализатор скоростного распределения пучка~94 Выводы к главе 4 96
Заключение 98
Литература
- Титан-сапфировый лазер на 914 нм
- Экспериментальная реализация атомно-оптического интерферометра на тепловом пучке атомов магния
- Резонансы насыщенного поглощения на переходе lS0-3Pi атомов магния
- Согласование атомного и лазерного пучков в зеемановском замедлителе
Введение к работе
В1. Актуальность темы диссертации
Первыми экспериментами по изучению механического действия света на атомы принято считать опыты Лебедева [1] по определению силы светового давления на газы и опыты Фриша [2] по отклонению пучка атомов натрия резонансным излучением газоразрядной лампы, в которых была продемонстрирована передача атому импульса фотона. Появление лазерных источников света, дающих мощное монохроматическое, перестраиваемое по частоте излучение, придало мощный импульс направлению работ по теоретическому и экспериментальному изучению проблемы воздействия светового излучения на пространственное движение атомов, механического действия света на атомы и связанных с ним эффектов [3-8]. Высокая спектральная яркость и монохроматичность лазерного излучения позволяют в условиях резонанса излучения с атомным переходом обеспечить скорость передачи импульса фотонов, близкую к предельной, определяемой временем жизни верхнего уровня перехода. Высокая направленность и пространственная когерентность лазерного излучения и возможность управления его интенсивностью, частотой и поляризацией позволяют создавать силовые поля различных пространственных конфигураций, комбинируя лазерные лучи и внешние поля.
Таким образом, удается поддерживать значительное световое давление на атом в течение длительного времени, достаточного, например, для замедления атомов от тепловых скоростей до нулевых или для удержания охлажденных атомов в ловушке. Важным свойством лазерного охлаждения является возможность увеличения плотности атомов в фазовом пространстве. Известная теорема Лиувилля о постоянстве плотности ансамбля частиц в фазовом пространстве справедлива лишь для консервативных (потенциальных) сил. При квазирезонансном взаимодействии атомов с лазерным излучением силы, действующие на атомы, в общем случае таковыми не являются и поведение ансамбля описывается кинетическим уравнением Фоккера-Планка, допускающим изменение фазовой плотности.
Особый интерес представляет движение атомов в резонансных световых полях при когерентном взаимодействии, то есть когда можно пренебречь релаксацией атомных состояний за счет спонтанного распада. В этом случае квантовый характер взаимодействия обеспечивает когерентность расщепления пространственных волновых функций атома, что является необходимым условием для наблюдения атомной интерференции.
Интерес к атомным интерферометрам вызван рядом причин [9]. Типичная длина волны де Бройля для атомов много меньше, чем у электронов и нейтронов, что дает большой выигрыш в чувствительности. Нулевой электрический заряд атомов позволяет исключить сильные электромагнитные взаимодействия при доступности атомных пучков, в отличие от уникальных установок с нейтронными пучками, источником которых являются ядерные реакторы. Но главное отличие атомов от фотонов, нейтронов и электронов состоит все же в том, что атомы обладают внутренними степенями свободы. Поэтому атомные интерферометры дают возможность как предельно чувствительного изучения свойств самих атомов, так и изучения общих эффектов в распространении материальных волн. Появляется возможность построения более сложных конфигураций для изучения топологической и геометрической фаз [ ), проведения экспериментов с многочастичным запутыванием [ ], открываются перспективы создания предельно чувствительных гравитационных детекторов [ ] и интерферометров Саньяка [ ].
Как и любой другой вид интерферометра, атомные интерферометры предполагают наличие когерентных расщепителей пучка атомов и "зеркал". Хотя важность научного значения атомной интерферометрии была понята давно, ее развитие долгое время сдерживалось трудностями в создании таких элементов. За последние - лет достигнут существенный прогресс в этом направлении. Существующие в настоящее время элементы атомной оптики основаны на "нанофабрикованных" структурах [ ] и механическом действии лазерных пучков [ , ]. Эти два типа оптических элементов для атомов дополняют друг друга во многих отношениях. Нанорешетки относительно недороги, нечувствительны к виду атомов, но в них трудно выдержать высокую точность периода решетки (реально достижимая точность на уровне 5 %), при высоких уровнях интенсивности атомных пучков они загрязняются. Оптические элементы на основе пучков лазеров имеют очень высокую точность периодичности, легко могут перестраиваться, чувствительны к состоянию атомов. В2. Атомно-оптический интерферометр
Атомные интерферометры с оптическими расщепителями атомных пучков приобрели за последние время большое значение для спектроскопии сверхвысокого разрешения и развития оптических стандартов частоты [9, ]. Одним из общепринятых способов получения предельных значений долговременной стабильности и воспроизводимости частоты является использование в качестве физических реперов частоты радиационных атомных переходов в свободных атомах. Поскольку лазерные источники излучения обеспечивают насыщение таких переходов, применение методов насыщенного поглощения позволило устранить доплеровское уширение. В спектроскопии сверхвысокого разрешения это позволило подойти к пределу разрешения, определяемому пролетным эффектом. Дальнейшее продвижение к естественной ширине перехода стало возможным при использовании пространственно разнесенных оптических полей. Метод Рамси двух разнесенных полей был ранее развит в спектроскопии микроволнового диапазона. Он позволяет уменьшить пролетное уширение от величины, соответствующей пролетному уширению в одном поле, до величины, соответствующей пролетному уширению между полями [ ]. Попытки непосредственного переноса метода Рамси в оптический диапазон показали, что в оптическом диапазоне существует проблема когерентного переноса макроскопической поляризации атомов пучка, что является следствием малости длины волны света по сравнению с характерными размерами области, занимаемой оптическим полем. Детальное рассмотрение пространственного распределения амплитуды вероятности нахождения атома в возбужденном состоянии показало, что после нелинейного взаимодействия с двумя полями вдоль пучка возникает периодическая структура поляризации на расстоянии от второго поля, равном расстоянию разноса полей. Поляризация атомов оказывается сфазированной, что приводит к резонансу поглощения в пробной (третьей) световой волне [ , ]. Этот эффект можно назвать оптическим аналогом эффекта Рамси. В работах [ , ] сообщалось об успешном использовании предложенной в [ ] геометрии трех разнесенных стоячих волн в спектроскопии сверхвысокого разрешения. В дальнейшем метод оптических резонансов Рамси получил развитие в работе [ ], где была предложена геометрия четырех бегущих световых волн, в которой контраст резонансов Рамси ожидался выше, что и было экспериментально подтверждено в работе [ ]. Далее была обнаружена глубокая связь оптических резонансов Рамси с интерференцией атомных волн де Бройля, которые испытывают когерентное разделение и сложение в световых полях [ , ]. Такая трактовка позволила связать спектроскопию сверхвысокого разрешения, как метод диагностики внутреннего состояния атома, с атомной интерферометрией, как метода исследования пространственной волновой функции атомов. Синтез этих направлений привел к созданию нового направления - атомно-оптической интерферометрии в дополнение к интерферометрии с использованием механических решеток. В рамках нового направления рассмотрена архитектура атомно-оптических интерферометров (АОИ) и проведена их классификация по степени чувствительности к внешним полям, к инерциальным эффектам, к изменению частоты световых полей [ J. В частности, упоминаемая выше двухзонная конфигурация Рамси рассматривается как двухлучевой интерферометр с параллельным смещением выходных лучей, что и объясняет чувствительность данной конфигурации к поперечной длине когерентности атомной волны. По сравнению с атомными интерферометрами на основе «механических расщепителей», важным достоинством атомно-оптического интерферометра является то, что его "плечи" и "выходы" "помечены" внутренними состояниями атомов ]. Это позволяет регистрировать интерференционный сигнал по спонтанной люминесценции при переходе атомов с верхнего уровня без пространственного разделения выходов интерферометра.
Схема АОИ предполагает возбуждение атомов на метастабильный уровень с достаточно большим временем жизни, чтобы внутри интерферометра, между актами последовательного когерентного взаимодействия со световыми полями, не происходили спонтанные распады, разрушающие интерференцию. С другой стороны, для реализации потенциальных преимуществ АОИ необходимо использовать медленные атомные пучки с малым скоростным разбросом.
В настоящее время экспериментальные работы по АОИ проводятся в ряде зарубежных лабораторий. Наибольший интерес представляют работы по АОИ на щелочноземельных элементах Mg и Са , соответственно в группе Эртмера в университете Ганновера и Хелмке в РТВ, Брауншвейг, Германия. Работы в РТВ главным образом направлены на применении АОИ на холодных атомах кальция в качестве стандарта частоты. Точность этого стандарта доведена до 2x " [ ], что сравнимо с точностью «7x " , достигнутой в наиболее точном в настоящее время оптическом стандарте частоты на одиночном ионе Hg+ [ ]. Применение ультрахолодных атомов в кальциевом стандарте, как показывают оценки, позволит значительно увеличить его точность и стабильность [ ].
Наилучшее спектральное разрешение в АОИ на атомах магния, полученное к настоящему времени составляет величину Гц [ ], что пока значительно больше естественной ширины перехода S0 - Pi равной Гц. Для улучшения разрешения предполагается дальнейшее обужение линии излучения лазера на нм и применение ультрахолодных атомов магния [ ].
Медленные, холодные пучки атомов представляют большой интерес в различных областях физики. В частности, в столкновительных экспериментах скоростное и угловое разрешение определяется шириной скоростного распределения взаимодействующих частиц. Особый интерес они представляют в лазерной спектроскопии сверхвысокого разрешения. Для создания нового поколения оптических стандартов частоты необходимы переходы с малой естественной шириной линии. Наиболее существенными механизмами уширения и сдвига спектральных линий в этой области нелинейной лазерной спектроскопии являются квадратичный эффект Доплера и пролетное уширение, связанные с высокой поступательной температурой атомов в обычных ячейках или термических пучках. Поскольку точность спектроскопических измерений также зависит от соотношения сигнал/шум, важно иметь высокую плотность потока холодных атомов.
Первые работы по управлению движением атомов лазерным излучения были проведены с тепловыми пучками. В частности, были предсказаны и реализованы такие эффекты, как коллимация [ ], фокусировка [ ] и отклонение атомных пучков [ ]. Получение медленных пучков в ранних работах проводилось селективным резонансным отклонением низкоскоростной части максвелловского распределения теплового пучка [ , ]. Однако, доля медленных атомов в общем потоке очень мала и интенсивость получаемых пучков была низкой. Вскоре после предложения в работе [ ] использовать резонансное световое давление для охлаждения газов было открыто теоретически [ , ] и обнаружено экспериментально [ , ] явление скоростной монохроматизации атомов пучка при взаимодействии со встречным резонансным лазерным пучком. Стало очевидным, что для увеличения потока медленных атомов необходима группировка атомов всего теплового распределения в области малых скоростей. В последующем было разработано несколько методов замедления и охлаждения тепловых атомных пучков. Общим в них является использование радиационного давления встречного пучка резонансного лазерного излучения.
Для решения задачи по перекрытию доплеровского уширения линии поглощения радиационного перехода со спектральной шириной лазерного пучка было предложено использовать широкополосное излучение [ ] со спектральной шириной от щ до ш0 kVMax. В этом случае для атома с любой скоростью ниже VMax найдется резонансная спектральная компонента излучения, и постоянное замедление атома может быть обеспечено. Существенным недостатком этого метода является то, что для насыщения атомных переходов для всего диапазона скоростей требуется мощность излучения в kVHax/y раз больше, чем необходимая мощность для методов компенсации доплеровского сдвига.
Наибольшее распространение получила методика компенсации доплеровского сдвига частоты зеемановским, то есть пространственным управлением частотой самого перехода наложением на область взаимодействия магнитного поля [ ]. В этом случае обеспечивается взаимодействие всех атомов с одной и той же модой источника, - в результате требуется меньшая мощность источника. Кроме того, эта методика имеет дополнительную пространственную степень свободы, что позволяет более гибко управлять процессом замедления и охлаждения атомов, в частности, выводом атомов из процесса замедления, что дает возможность получить узкие скоростные распределения, ограниченные лишь доплеровским пределом Ду=(йу/ткь)0 5, где кь постоянная Больцмана. Кроме того, получаемый пучок является непрерывным, что имеет существенное значение в приложении к атомно-оптическому интерферометру. Возмущения, вызываемые присутствием охлаждающего лазерного пучка в зоне разнесенных полей, можно исключать, например, отклонением охлажденного атомного пучка.
В4. Источники резонансного излучения для управления движением атомов магния
Одной из главных проблем при реализации предельных параметров АОИ на атОмах магния является создание лазерной системы на нм (для когерентного расщепителя пучка атомов) и лазерной системы на нм (для охлаждения). Требуемая мощность каждой системы оценивается величиной - мВт. Особенность системы на нм состоит в том, что ширина ее линии излучения должна быть сравнима с шириной перехода So - 3Pi, равной Гц, а это представляет сложную техническую проблему. Например, в упомянутой выше работе по АОИ на атомах магния [ } использовался лазер на красителе, и данная проблема не была решена. Предложение использовать в данной работе лазерную систему на основе титан-сапфирового лазера на нм с последующим удвоением частоты является перспективным [ ]. Однако, полностью воспользоваться преимуществами данной системы возможно лишь при замене аргоновой накачки на твердотельную на нм.
Наиболее распространенным методом получения мощного, перестраиваемого по частоте излучения в ультрафиолетовой области является удвоение частоты излучения лазера на красителе с накачкой аргоновым лазером или твердотельными лазерами на нм. Требования к ширине линии источника излучения для охлаждения относительно низкие, на уровне 1 МГц. Более проблематично получение необходимого уровня мощности на уровне мВт с высоким качеством пространственного распределения в пучке. Наиболее подходящим для получения высоких уровней мощности в ультрафиолетовой области является кристалл ВВО. С развитием технологии выращивания и обработки кристалла ВВО и совершенствованием технологии напыления диэлектрических зеркал с малыми потерями был достигнут уровень мощности в мВт и более. В первой работе по охлаждению пучка атомов магния источник излучения на нм имел мощность мВт [ ]. В ходе выполнения нашей работы была достигнута мощность в мВт [ ]. Позднее появились работы, в которых сообщалось о достигнутом уровне в мВт [ , ]. В5. Содержание диссертации
1. Изучить возможность лазерного охлаждения теплового пучка атомов в магнитной системе с поперечным полем.
2. Исследовать процесс вывода охлажденного пучка из резонансного взаимодействия с охлаждающим лазерным пучком.
3. Создать комплекс диагностических средств контроля процесса охлаждения атомного пучка.
4. Создать физический репер частоты для лазерной системы на нм.
В первой главе дано описание экспериментальной установки по управлению движением атомов магния, состоящей из лазерных систем на и нм, вакуумной системы и источника магниевого пучка. Во второй главе приведены результаты экспериментального исследования движения атомов магния в четырех пространственно разнесенных оптических полях, резонансных переходу S0 - Р\.
В третьей главе дается описание репера частоты на переходе lSo - 3Pi атома магния, приводятся результаты экспериментального исследования уширения резонансов насыщенного поглощения от давления паров магния.
В четвертой главе приведены результаты теоретического и экспериментального исследования лазерного охлаждения пучка атомов магния в поперечном магнитном поле.
В заключении сформулированы основные результаты и выводы работы.
Титан-сапфировый лазер на 914 нм
Применение титан-сапфирового лазера имеет ряд преимуществ. Титан-сапфировый лазер - это твердотельный лазер, способный перестраиваться в уникально широком диапазоне спектра от 700 до 1100 нм, что при удвоении его частоты дает возможность получать перестраиваемое по частоте излучение в диапазоне от 350 до 550 нм. Для накачки титан-сапфирового лазера используется аргоновый лазер видимого диапазона, более надежный, чем ультрафиолетовый аргоновый лазер, требующийся для накачки лазера на красителе в синей области спектра. В отличие от струйного лазера на красителях с высоким уровнем высокочастотных шумов, спектр возмущений частоты твердотельного титан-сапфирового лазера лежит, в основном, в акустическом диапазоне, что существенно облегчает задачу получения высоких результатов при активной стабилизации частоты лазера. Использование высоко добротного внешнего резонатора и эффективных нелинейных кристаллов, доступных в настоящее время, позволяют рассчитывать на мощность излучения во второй гармонике на уровне сотен милливатт при мощности излучения на основной длине волны лазера, порядка 1 Вт. При разработке титан-сапфирового лазера за основу была взята оптическая схема лазера, описанная в работе [58]. Эта схема была оптимизирована нами для работы на длине волны генерации 914 нм. Схема Ті-Sap. лазера представлена на рис. 2.
Схема титан-сапфирового лазера. Излучение аргонового лазера накачки фокусировалось с помощью сферического зеркала с радиусом кривизны 250 мм в кристалл Ti+3:A1203 длиной 15 мм через одно из зеркал (R=100 мм) резонатора лазера. Кольцевой резонатор лазера образован шестью зеркалами - двумя сферическими с радиусами кривизны 100 мм и четырьмя плоскими. Для получения одночастотного режима генерации и настройки лазера на требуемую длину волны в резонатор лазера были установлены трехкомпонентный фильтр ЛИО и два эталона. Тонкий эталон представлял собой кварцевую плоскопараллельную пластину толщиной 1 мм без напыления. Толстый эталон состоял из двух призм Литтрова, разделенных 8-ми миллиметровым воздушным промежутком, перестраиваемым с помощью пьезокерамики. На внутренние поверхности призм Литтрова были нанесены диэлектрические покрытия с коэффициентом отражения R=15%. Однонаправленный режим генерации обеспечивался введением в резонатор оптического диода, состоящего из фарадеевского вращателя и системы трех зеркал, одно из которых, зеркало (М3), выведено из плоскости резонатора. Фарадеевский вращатель состоял из брюстеровского стержня длиной 10 мм, выполненного из магнитооптического стекла (МОС-31) и помещенного в магнитное поле постоянного магнита Nd15Fe77B8. Фарадеевский вращатель обеспечивал вращение плоскости поляризации на угол 3 на длине волны 914 нм. Для получения максимальной области плавной перестройки частоты лазера, ограниченной только динамическими характеристиками "медленных" пьезокерамик, длина толстого эталона подстраивалась к моде резонатора электронной системой автоматической подстройки селектора (АПС). АПС также обеспечивала работу лазера без скачков мод в течение длительного времени, порядка одного часа. Область плавной перестройки частоты лазера была равна 2 ГГц. При коэффициенте пропускания выходного зеркала, равном 5%, и при мощности накачки, равной 18 Вт, мощность излучения лазера на длине волны 914 нм составляла величину 1 Вт.
Активная стабилизация частоты излучения титан-сапфирового лазера обеспечивалась автоматической подстройкой его частоты к центру полосы пропускания внешнего высокостабильного интерферометра Фабри-Перо. Схема стабилизации частоты титан-сапфирового лазера представлена на рисунке 3.
Схема стабилизации частоты титан-сапфирового лазера. База интерферометра представляла собой инваровыЙ стержень длиной 500 мм и диаметром 80 мм с внутренним отверстием диаметром 18 мм. На торцевые поверхности базы были наклеены зеркала с радиусами кривизны R=500 мм. При пропускании зеркал Т=1% острота интерферометра составляла величину F 300. Вакуумная камера, в которой с помощью витоновых колец монтировался интерферометр, откачивалась до давления остаточного газа 1СГ4 - 10 5 Торр. Система термостабилизации обеспечивала стабильность температуры базы интерферометра на уровне 103 С. Перестройка интерферометра осуществлялась подачей напряжения на пьезокерамику, через которую было приклеено одно из зеркал интерферометра. Для стабилизации частоты лазера был использован метод боковых полос, развитый в работе [59]. Фазовая модуляция на частоте 6 МГц осуществлялась электрооптическим модулятором (ЕОМ) на основе кристалла танталата лития LiTa03. Автоматическая система подстройки частоты (АПЧ) лазера, состоящая из двух колец регулирования - быстрого и медленного, обеспечивала ширину полосы обратной связи порядка 30 кГц. Ширина линии лазера в режиме стабилизации определялась по сигналу возмущений в кольце обратной связи, оценивается нами величиной порядка Av«15 кГц и, в основном, ограничивается стабильностью самого интерферометра Фабри-Перо, по которому производится стабилизация частоты. Дальнейшее обужениие линии излучения мы связываем с увеличением стабильности опорного интерферометра и расширением полосы системы автоматической подстройки частоты с использованием внутрирезонаторного электрооптического модулятора
Экспериментальная реализация атомно-оптического интерферометра на тепловом пучке атомов магния
Если скалярное произведение kp0 =0 , то есть волновой вектор поглощенного фотона нормален начальному импульсу атома, то время на прохождение по ломаному пути точно равно времени движения по основанию трапеции и сдвиг волновых пакетов по оси z после зоны 4 равен нулю. Частотная зависимость интерференционной картины возникает как эффект передачи момента перпендикулярно направлению лазерных пучков, то есть вдоль оси атомного пучка. Эта передача момента, которой обычно пренебрегают при рассеянии атомов лазерным полем, играет главную роль в АОИ. Передача компоненты момента, перпендикулярной направлению распространения лазерного пучка, возможна из-за конечной расходимости лазерных пучков. Поэтому скалярное произведение кр0 с учетом того, что ро = p0z, можно записать
Вероятность нахождения атома в возбужденном состоянии на выходе интерферометра будет Pc cos[(A- 5)T + ip\_]. Здесь опущена постоянная составляющая, связанная с неинтерферирующими парциальными волнами, а f]. = 2 ip\ + 4 — pi - результирующая фаза четырех лазерных пучков. Эта осцилляционная зависимость вероятности совпадает с известной формулой для резонансов Рамси в разнесенных полях.
Экспериментальная реализация атомно-оптического интерферометра на тепловом пучке атомов магния
Экспериментальная схема атомно-оптического интерферометра на тепловом пучке атомов магния представлена на рис. w Лліерная (ліцлемц
Схема АОИ на тепловом пучке атомов магния. Магниевый пучок формировался эффузией атомов магния из источника пучка с отверстием диаметром 0.8 мм в вакуумную камеру. Давление паров магния в источнике определялось температурой самой холодной стенки источника, которая контролировалась термопарой и стабилизировалась системой термостабилизации. Рабочая температура была равна 510 С, что соответствует давлению паров магния 0.1 Торр. Расстояние от источника пучка до области взаимодействия с лазерными полями составило величину 50 см. Непосредственно перед областью взаимодействия атомный пучок коллимировался диафрагмой диаметром 5 мм. Плотность атомов в пучке в области взаимодействия оценивалась величиной 108 см"3, и поток атомов через область взаимодействия с лазерными полями составлял величину, равную 10 атомов/сек. Вакуумная камера откачивалась диффузионным и магниторазрядньш насосами до давления остаточного газа 10"6 Торр.
Лазерное излучение заводилось в вакуумную камеру через плоскопараллельные просветленные на длине волны 457 нм кварцевые окна. Для создания необходимой конфигурации 4-х параллельных лазерных лучей использовалась оптическая система, состоящая из двух отражателей типа «кошачий глаз». Каждый отражатель, состоящий из двухлинзового объектива с фокусным расстоянием 30 см и расположенного в его фокусе плоского зеркала, предварительно настраивался. Настройка обеспечивала параллельность лазерных пучков с точностью 10 5 рад. Оптическая система юстировалась таким образом, чтобы оптические оси отражателей были параллельны друг другу и перпендикулярны атомному пучку. Изменяя расстояние между оптическими осями отражателей и положение входного лазерного пучка, можно изменять как расстояние L между парами однонаправленных лазерных пучков, так и расстояние d между лазерными пучками в паре. В нашем эксперименте расстояние L определялось апертурой оптических окон вакуумной камеры и было равно 3 см. Расстояние d, определяющее ширину резонансов Рамси, выбиралось нами равным d »3 мм,
при этом ширина резонансов Рамси должна составлять величину « 30 кГц. Диаметры лазерных пучков в области взаимодействия были равны 2wo 1 мм при мощности излучения 5 мВт. В эксперименте регистрировался сигнал люминесценции магниевого пучка после взаимодействия с лазерными полями. Этот сигнал пропорционален заселенности верхнего уровня Pi. Так как время жизни уровня Pi равно т=5.1 10 с, то сигнал люминесценции может регистрироваться на значительном расстоянии от области взаимодействия. Сигнал люминесценции пучка спадает в 2.7 раза на расстоянии L « v т да 4м. В нашем эксперименте сигнал люминесценции возбужденного пучка атомов магния регистрировался ФЭУ на расстоянии 1м от области взаимодействия. Система сбора сигнала люминесценции обеспечивала регистрацию 1/100 части фотонов люминесценции с квантовым выходом л 0.15. Разнесение областей возбуждения и регистрации позволило существенно уменьшить «подкладку» в сигнале, связанную с рассеянным лазерным излучением, и увеличить отношение сигнал/шум. Для записи сигнала частота излучения модулировалась на частоте модуляции fm= 182 Гц с амплитудой 30 кГц. Сигнал с ФЭУ детектировался синхронным детектором и записывался в зависимости от отстройки частоты лазерного излучения. На рис. 13 представлена первая производная от контура линии поглощения на переходе So-3Pi в разнесенных оптических полях.
Резонансы насыщенного поглощения на переходе lS0-3Pi атомов магния
В решении появляется линейно нарастающий член, дающий конечную толщину полюса b(L) = L при z=L. Уравнение для зазора h(z) по прежнему имеет вид (31), однако, в этом случае нам не удалось получить аналитического решения ввиду усложнения функций a(z) и f(z) в уравнении (35). Отметим лишь, что при h(0) 2пкр величина зазора монотонно возрастает с ростом z, но несколько медленнее, чем для случая поля при нулевой отстройке. Решения для общего случая могут быть получены численным решением уравнений (29) и (31). Окончательное согласование поля в зазоре с расчетным и компенсация отклонений при изготовлении полюсов производились введением магнитных шунтов.
Согласование атомного и лазерного пучков в магнитном замедлителе Атомный пучок, поступающий в замедлитель, имеет конечную угловую расходимость а, и атомы имеют как продольные VH , так и нормальные компоненты скорости Vj_. Если охлаждающий лазерный пучок имеет плоский волновой фронт, то будет происходить уменьшение только продольных компонент скорости Vj, и угловая расходимость выходного
Пучка увеЛИЧИТСЯ ПО Меньшей Мере В ОТНОШеНИе Vo /V!BbiX , ГДЄ Vo средняя начальная скорость пучка, Уцвых - выходная скорость пучка. В увеличение угловой расходимости пучка даст вклад также скоростная диффузия. Поэтому для устранения углового уширения используется сходящийся лазерный пучок. На рис. 26 показана схема геометрического перекрытия атомного и лазерного пучков.
Схема перекрытия атомного и лазерного пучков. Атомный пучок формируется отверстием источника с радиусом г; в позиции zH и диафрагмой с радиусом rd в позиции z=0. Зеемановский замедлитель занимает область 0 s z L, В области замедления исходный атомный пучок ограничен прямыми: r(z) = rd ±0"z, (44) где r(z) - расстояние от оси, a =(rs + rd)/z„ - половинный угол расходимости. Гауссовский лазерный пучок описывается конфокальным параметром b и положением перетяжки Zo. Угол Р между волновым вектором к И ОСЬЮ Z можно получить из выражения для радиуса пучка w(z)2 =(1) (1+2?УЬ2) и радиуса кривизны волнового фронта R(z)=z(l+b /z ), где b = 7rw0/А -конфокальный параметр пучка, Wo - радиус перетяжки, Л - длина волны. Имеем:
Из рис. 26 видно, что положение перетяжки пучка должно быть в области отрицательных значений z. Наложим условие устранения "раздувания" атомного пучка для огибающих траекторий:
Из условия осевой симметрии достаточно рассмотреть огибающую с а 0, Найдем связь между параметрами атомного и лазерного пучка, при которых условие (46) выполняется во всей области замедления: L z 0. Имеем: (rd + a-z) (z-zo)/[(z-z0)2 + b2)] a, (47) отсюда получаем условия на положение перетяжки z0 и на величину конфокального параметра Ь: (rd + a zo ) (z-z0) ab2. (48) Поскольку в правой части стоит положительная величина и член (z-Zo) тоже положителен, должно быть (rd + a z0) 0, откуда получаем: N rd/a. (49)
Условие на b получается, если в неравенстве (48) положить z = 0, тогда член (Z-ZQ) минимален. Окончательно: h2 \zQ\(rd + arzo)]/a . (49) Неравенство (49) можно переписать: Izol rd / [( rd + Г[ VIzJ] = Zi rd / [( rd + n)], (50) откуда следует, что положение перетяжки совпадает с положением отверстия атомного источника только при условии Г] « rd.
Дополнительные условия на параметры пучков вытекают из условия необходимой плотности мощности, обеспечивающей режим замедления для атомов, движущихся по траекториям, огибающим атомный пучок:
На рис. 27 приведен пример расчета согласования магниевого пучка с охлаждающим лазерным пучком. Параметры взяты в соответствии с экспериментально реализованными: половинный угол расходимости атомного пучка 3 10"3, радиус отверстия источника и диафрагмы 0.15 мм, длина замедлителя 100 мм. Из рис. 27 видно, что во всей области замедления для лазерного пучка с радиусом перетяжки 0.025 мм и ее положением ZQ -30 мм выполняется условие поджатия атомного пучка jS(z) а.
Согласование атомного и лазерного пучков в зеемановском замедлителе
В данной работе предлагается резонансный лазерный метод основанный на привлечении дополнительной степени свободы во внутреннем состоянии частицы, а именно зеемановского расщепления уровня. Резонансным условием в этом случае является kv cos(or) =ц.В+Д, и сканирование по скоростям возможно изменением величины магнитного поля при постоянной отстройке частоты лазера.
Задача создания анализатора продольных скоростей возникла перед нами в связи с работой по лазерному охлаждению на переходе So - Pi термического эффузионного пучка атомов магния Mg24 для атомно-оптического интерферометра. Для охлаждения используется резонансный переход !So - Pi с длиной волны 285 нм. В качестве источника лазерного излучения используется лазер на красителе с последующим удвоением частоты в кристалле ВВО во внешнем резонаторе. При наличии такого источника имеется возможность использовать его излучение также и для целей анализа функции скоростного распределения пучка по резонансной люминесценции. При этом желательно было иметь диапазон сканирования порядка двух доплеровских ширин невозмущенного пучка, чтобы иметь возможность проверить работоспособность анализатора в опытах по измерению заранее известной функции скоростного распределения теплового пучка, а также использовать эти результаты как калибровочные для определения параметров охлажденного пучка. Средняя тепловая скорость атомов магния в пучке VT=800 м/сек, и для сканирования по скоростному распределению в диапазоне порядка двух VT требуется перестройка частоты лазерного пробного пучка на величину порядка 6 ГГц. Плавная перестройка частоты лазерной системы в таком диапазоне возможна, однако, при использовании системы в режиме сканирования функции скоростного распределения исключается возможность ее одновременного использования для охлаждения, так как для этого режима требуется фиксированная частота излучения. Построение же второй лазерной системы является чрезвычайно затратным, а возможности перестройки частоты излучения на 285 нм с использованием существующих акустооптических модуляторов ограничены диапазоном в несколько сотен МГц.
Разработка анализатора была проведена с учетом свойств эффекта Зеемана для перехода ]So - Pi основного изотопа атома магния Mg24. Для этого перехода зеемановское расщепление происходит по нормальному типу: несмещенная тг - компонента и две а - компоненты, смещенные на
Численное значение смещения составляет 1.4 МГц/Гс. Для сканирования по скоростям от 0 до 2000 м/сек требуется изменение поля на 5000 Гс. Для реализации предельного разрешения однородность поля в области сбора сигнала люминесценции определяется параметрами перехода и задается условием ДВ 7/ ,. Существенным является выбор ориентации магнитного поля - продольной или поперечной по отношению к направлению распространению атомного и лазерного пучков. В продольном поле существует только одна из двух ст-компонент, что дает возможность однозначного восстановления функции скоростного распределения при любом знаке Л. Однако, реализация полюсных наконечников электромагнита для создания однородного продольного поля оказывается более сложной. Кроме того, можно принять во внимание диаграмму направленности спонтанного излучения для а-компонент I (1 + cos (J3)) , где (3 -угол между направлением поля и направлением наблюдения. Для удобных направлений сбора сигнала (р = nil) в случае продольного магнитного поля интенсивность люминесценции вдвое меньше, чем в случае поперечного поля. Аргументом в пользу выбора поперечного поля является также то обстоятельство, что такая ориентация поля делает анализатор более универсальным, а именно появляется возможность проводить анализ функции скоростного распределения не только по а - компонентам, но и по зависимым от поля к - компонентам, используя подходящие для этого переходы. Для магния таким переходом может быть переход с метастабильного уровня Pi , а именно Pr D2 на длине волны 383 нм, который имеет меньшую радиационную ширину, и, таким образом, может быть получено лучшее скоростное разрешение. Возбуждение уровня Pf возможно за счет перехода S0 - Pi излучением на 457 нм от лазерного источника, входящего в состав нашей установки. Возможную неоднозначность в интерпретации сигнала, связанную с тем, что вклад в него могут давать одновременно две или три компоненты можно устранить соответствующим выбором направления распространения лазерного пучка по отношению к атомному. Для этого при синей отстройке нужно выбирать встречное направление пучков, а при красной - однонаправленное.
