Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Получение 2х частотного режима генерации излучения полупроводникового лазера 16 стр.
1.1. Обзор существующих методов получения 2х частотного лазерного излучения.
1.2. Спектр излучения при модуляции тока накачки.
1.3. Экспериментальная установка для получения модуляции лазерного излучения полупроводникового лазера без внешнего резонатора .
1.4. Экспериментальные результаты.
1.5. Получение двухчастотного режима генерации в лазере с обратной оптической связью.
1.6. Выводы к Главе I
Глава II. Лазерное зеемановское охлаждение атомов Rb85 в поперечном магнитном поле 30 стр.
2.1. Зеемановское охлаждение в поперечном магнитном поле.
2.1.1. Использование эффекта Зеемана для компенсации доплеровского сдвига при лазерном охлаждении. Случай продольного и поперечного магнитного поля.
2.1.2. Зеемановское охлаждение атомов Rb85. Возбуждение переходов двухчастотным лазерным излучением. Спектр поглощения в зависимости от поляризации лазерного излучения .
2.1.3. Увеличение интенсивности и уменьшение средней скорости пучка холодных атомов.
2.2. Экспериментальная установка 52 стр.
2.2.1. Лазерная система. Система регистрации лазерного излучения.
2.2.2. Стабилизация частоты лазера.
2.2.3. Вакуумная камера.
2.2.4. Источник атомов рубидия
2.2.5. Зеемановский охладитель
2.2.6. Система регистрации скоростного распределения. Регистрация замедленных атомов
2.3. Экспериментальные результаты 82 стр.
2.3.1. Охлаждение атомов лазерным излучением фиксированной частоты.
2.3.2. Лазерное зеемановское охлаждение атомов Rb85 в поперечном магнитном поле.
2.3.2.1. Получение стационарного потока холодных атомов.
2.3.2.2. Наблюдение процесса охлаждения атомов внутри зеемановского охладителя .
2.3.2.3. Параметры пучка замедленных атомов.
2.4. Выводы к Главе II
Глава III. Динамика холодных атомов в квадрупольнои магнитной ловушке с орбитирующим потенциалом 99 стр.
3.1. Введение
3.2. Магнитный дипольный потенциал
3.3. Общие уравнения движения
3.4. Уравнение движения холодных атомов
3.5 Квазистационарные состояния и статистические распределения .
3.6. Спектр ангармонических колебаний.
3.7. Выводы к Главе III
Заключение 115 стр.
Приложение А 116 стр.
Приложение Б 116 стр.
Литература 118 стр.
- Экспериментальная установка для получения модуляции лазерного излучения полупроводникового лазера без внешнего резонатора
- Зеемановское охлаждение атомов Rb85. Возбуждение переходов двухчастотным лазерным излучением. Спектр поглощения в зависимости от поляризации лазерного излучения
- Наблюдение процесса охлаждения атомов внутри зеемановского охладителя
- Квазистационарные состояния и статистические распределения
Введение к работе
Введение.
1. Актуальность темы диссертации.
Область исследований данной работы относится к бурно развивающемуся направлению физики - лазерное охлаждение и пленение нейтральных атомов. В данной области физики исследуются механизмы уменьшения температуры ансамблей нейтральных атомов, способы локализации атомов, а также вопросы их применения [1-3]. В настоящий момент времени выделенными направлениями исследований в области лазерного охлаждения и пленения атомов являются: спектроскопия холодных атомов в ловушках [4], исследование свойств атомов в состоянии Бозе Эйнштейновской конденсации (БЭК) [5], создание квазинепрерывного источника волн де Бройля (атомного лазера) [6]. Каждое из этих направлений имеет важное значение для современной науки, что было отмечено Нобелевскими премиями в 1997 и 2001 году.
Возможность локализации нейтральных атомов в ловушках позволила производить спектроскопические исследования неподвижных ансамблей атомов, что привело к развитию методов сверхчувствительной свободной от доплеровского уширения спектроскопии атомов. Наиболее яркими результатами в этой области являются: двух фотонная спектроскопия локализованных атомов водорода [7], измерение сверхтонкого расщепления атомов радиоактивного изотопа 21Na (ti/2= 22 с) [8], детектирование счётного количества радиоактивных изотопов 85Кг и 81Кг, содержание которых в естественной смеси составляет всего 10"11 и 10"13 по сравнению со стабильным изотопом 83Кг [9].
Другим важным применением холодных атомов в ловушках является изучение столкновительных процессов в холодных ансамблях атомов. Исследовались многочисленные процессы столкновения атомов при экстремально низких значениях их кинетической энергии [10]. В этой области энергий (< 1 мкК) длина волны де-Бройля становится больше характерной длины межатомного расстояния, что приводит к аномально высокому значению сечения столкновения. Локализованные атомы позволили исследовать резонансы Фэшбаха, зависимости сечения столкновения атомов от их температуры [11]. Другим важным эффектом, проявляющимся в МОЛ является фотоассоциация атомов в молекулы [12,13], вероятность которой становится заметной, когда время столкновения сравнимо с
Введение временем жизни возбуждённого состояния молекулы. Развитие техники МОЛ позволило наблюдать ассоциативную ионизацию метастабильных атомов [14], упругие и неупругие столкновения спин-поляризованных атомов [15]. Использование ультрахолодных атомов полученных в МОЛ позволило исследовать особенности взаимодействия атом - диэлектрическая поверхность в режиме, когда проявляется квантовый характер взаимодействия атома с поверхностью[16].
Наиболее впечатляющими применениями методов лазерного охлаждения и пленения нейтральных атомов является реализация БЭК в разреженных атомных ансамблях [17]. Явление БЭК было предсказано Эйнштейном ещё в 1925 году. При охлаждении газа атомов с целым спином (бозонов) ниже критической температуры большая часть атомов конденсируется в нижнее квантовое состояние. Межатомное расстояние, соответствующее такой температуре, оказывается сравнимым с длиной волны де - Бройля атомов. Атомы становятся неразличимыми, а их поведение описываются единой волновой функцией состояния. Первые попытки наблюдения БЭК атомов водорода были предприняты около 20 лет назад [18], однако только после развития методов лазерного охлаждения, методов локализации атомов в магнито оптических ловушках и техники испарительного охлаждения удалось получить фазовую плотность ансамбля атомов необходимую для получения БЭК атомов Rb [19], атомов Li [20], атомов Na [21] и в последствии атомов водорода [22]. В настоящее время изучение свойств атомных ансамблей в состоянии БЭК является одним из наиболее быстро развивающихся областей атомной физики [23-25]. Прогресс в исследовании БЭК привёл к созданию источника излучающего когерентные волны де Бройля (атомного лазера). В настоящий момент времени получен как импульсный режим [26], так и квазинепрерывный режим [27] излучения такого лазера. Полученные на данный момент атомные лазеры обладают. существенным недостатком, затрудняющим его использование для других задач: из-за малой средней скорости формирования БЭК в магнитной ловушке такие лазеры обладают малым потоком атомов. Ожидается что успехи в этой области приведут к новым возможностям в различных областях физики [28].
Лазерное охлаждение и пленение нейтральных атомов сформировалось в самостоятельную физическую дисциплину в начале 80-ых годов в результате
Введение исследований влияния сил светового давления лазерного излучения на поступательное движение атомов. Первые исследования механического действия света были выполнены в конце XIX столетия русским учёным П. Н. Лебедевым [29], результаты которых были подтверждены через несколько лет в США Николсоном и Халом [30]. Лебедев также экспериментально доказал существование светового давления на газы и предсказал возможность его резкого увеличения в условиях резонансного взаимодействия излучения с атомами [31]. Следующим важным шагом в изучении светового давления стала работа А. Эйнштейна по квантовой теории излучения в 1909 г., в которой он исследовал флуктуации светового давления, обусловленные испусканием и поглощением излучения квантами света [32,33]. В 1933 г. Фриш, на основании экспериментов по отклонению пучка атомов натрия резонансным излучением газоразрядной лампы, доказал передачу импульса от фотона свободному атому [34]. Изобретение лазера предоставило в руки исследователей принципиально новый источник света, обладающий высокой спектральной яркостью, монохроматичностью и высокой направленностью излучения, что привело к стремительному росту интереса к исследованиям в данной области. В 1968 году B.C. Летохов показал возможность локализации атомов в квазирезонансной стоячей волне под действием градиентной силы [35,36]. В 1970 году Эшкиным и его коллегами в США были выполнены первые эксперименты по воздействию лазерного излучения на поступательное движение атомов — фокусировка атомов градиентной силой светового давления [37].
В 1975 году Хэнч и Шавлов предложили идею охлаждения ансамбля нейтральных атомов квазирезонансным лазерным излучением [38]. Предлагаемый способ охлаждения основан на уменьшении поступательной энергии атома за счёт уменьшения его импульса при многократных циклах поглощения -персиспускания фотонов из лазерной волны настроенной в резонанс с атомным переходом (сила радиационного трения). Изменение импульса происходит из-за того, что атом спонтанно переизлучает в 4я стерадиан фотоны лазерного излучения, импульс которых до взаимодействия с атомом имеет выделенное направление. Существует две принципиальные схемы использования этого эффекта для целей охлаждения. Первая основана на одновременном замедлении и продольном охлаждении атомного пучка встречным лазерным излучением [39].
Введение
Другая схема основана на использовании встречных лазерных лучей, имеющих красную отстройку [40]. Эта схема обеспечивает охлаждение ансамбля атомов с нулевой средней скоростью. Первый эксперимент по лазерному охлаждению нейтральных атомов был осуществлён в Институте Спектроскопии АН СССР В. И. Балыкиным, В. С. Летоховым и В. И. Мишиным в 1979 г. [41]. В этом эксперименте лазерное охлаждение наблюдалось при замедлении теплового пучка натрия встречным лазерным лучом. Начиная с этого момента, интерес к лазерным методам управления движением нейтральных атомов стал стремительно расти [41 -49].
Теоретически был определён предел минимально достижимой при лазерном охлаждении температуры атомов. Анализ взаимодействия двухуровневого атома со встречными лазерными лучами показал, что минимальная температура атомов достигается при красной отстройке лазерного излучения, равной половине естественной ширины перехода Г, и определяется естественной шириной атомного перехода [50]: TD=hr/2kB. (1)
Температура, определяемая выражением (1), получила название доплеровского предела лазерного охлаждения атомов. Ограничение, накладываемое выражением (1) на охлаждение атомов возникает из-за неопределённости значения импульса отдачи при переизлучении атомом спонтанного фотона. При характерном значении естественной ширины линии Г= 2я 10 МГц температура 7Ь имеет значение порядка 100 мкК.
Экспериментальные исследования показали, что при определённых условиях взаимодействие атомов с лазерным излучением, минимально достижимая температура атомов оказалась в несколько раз меньше доплеровского предела лазерного охлаждения (1) [51]. Подробный теоретический анализ показал, что достижение температуры меньше чем доплеровский предел, оказалось возможным из-за многоуровневой энергетической структуры реального атома [52-54]. Наличие у атома сверхтонкой структуры основного состояния приводит к появлению дополнительных механизмов трения, обусловленных переходами с
Введение разных подуровней основного состояния атома в лазерных полях, имеющих неоднородную в пространстве поляризацию.
Фундаментальным ограничением любого механизма лазерного охлаждения является конечная величина импульса отдачи переизлучённого атомом фотона, из которог следует, что температура атомов не может быть меньше энергии отдачи фотона [55]: Tr=h2k2/2MkB, (2) где к =coq/c - волновой вектор соответствующий частоте атомного перехода coq возбуждаемого лазерным излучением. Для большинства атомов температура Гг имеет значение несколько микроКельвин. Минимально достижимые температуры в экспериментах по субдоплеровскому лазерному охлаждению составляют величину около 10 мкК [56].
Дальнейшее уменьшение температуры атомов лазерным излучением возможно с использованием техники оптической накачки на промежуточные селективных по скорости состояния атомов с эффективной энергией меньше Тх [57].
В 1987 году впервые была продемонстрирована магнитооптическая ловушка для нейтральных атомов (МОЛ), в которой ансамбль атомов удерживался резонансной силой светового давления, а использование неоднородного магнитного поля позволило достигнуть высоких значений плотности атомов [58]. Возможность пленения нейтральных атомов в магнитных ловушках обсуждалась за долго до появления методов лазерного охлаждения. Однако экспериментальная реализация таких ловушек была затруднительной из-за малой глубины удерживающего потенциала: для эффективного захвата в ловушку атомы должны иметь низкую температуру.
Возможность эффективного лазерного охлаждения атомов привела к развитию методов пленения нейтральных атомов. Используемые на данный момент способы локализации атомов можно разделить на несколько видов: (1) оптические ловушки использующие силы электро - дипольного взаимодействия атомов с лазерным полем, (2) магнитные ловушки основанные на силах магнитно -дипольного взаимодействия, (3) магнито-оптические ловушки использующие одновременно взаимодействие атома с магнитным и лазерным полями, (5) гравито-оптические и (6) гравито-магнитные ловушки [57].
Введение
В пространственно неоднородном световом поле движение атома подвержено действию градиентной силы, силы радиационного давления, и диффузии импульса отдачи фотона. При большой отстройке частоты лазерного поля относительно частоты атомного перехода оптическое возбуждение находящегося в нём атома мало и механическое воздействие излучения на атом обусловлено в основном градиентной силой. Нагревание за счёт импульсной диффузии также малы. Минимум потенциала образованного дипольной градиентной силой сильно отстроенного по частоте лазерного излучения используется для оптического пленения атомов. Простейший вариант оптической дипольной ловушки может быть образован сфокусированным лазерным излучением ТЕМоо моды. При этом в фокусе лазерного луча отстроенного в красную область градиентной силой дипольного взаимодействия образуется трёхмерная потенциальная яма, в которой происходит пленение атомов. Пересечение нескольких лазерных лучей в пространстве возможно создание разнообразных типов дипольных ловушек. Свойства оптических дипольных ловушек сильно зависят от величины отстройки частоты лазерного излучения. Есть два выделенных случая. В первом из них - используется лазерное излучение с отстройкой частоты гораздо больше однородной ширины перехода (FORT), при том частота излучения близка к частоте атомного церехода [59]. Во втором случае отстройка лазерной частоты сравнима с частотой атомного перехода, образуемая при этом ловушка называется электростатической ловушкой (QUEST) [60]. Динамика атомов в этих ловушках сильно отличается, поскольку для ловушек QUEST уже не справедливо приближение вращающейся волны. Время жизни атома в обоих типах ловушек определяется одним механизмом - диффузией импульса отдачи атома. Поскольку населённость возбуждённого состояния атомов в ловушке QUEST существенно ниже чем в ловушке FORT, нагревание связанное с импульсной диффузией в ловушке QUEST существенно ниже чем в ловушке FORT. Соответственно время жизни атомов в ловушке FORT при температуре 24 мкК оказалось равным 0.3 с [61], а в ловушке QUEST - 300 с при температуре атомов 0.4 мК. Максимально достигнутая плотность атомов в ловушке FORT составила величину 1012 атомов/см3 [61], а в ловушке QUEST 1.4 1013 атомов/см3 [62].
Введение
Магнитные ловушки используют для пленения атомов неоднородное магнитное поле. Потенциальная яма в этом случае образуется за счёт градиентной силы дипольного взаимодействия магнитного момента атома с магнитным полем. При характерной величине магнитного поля 100 Гс (сравнительно легко получаемой в лабораторных условиях), глубина потенциальной ямы магнитной ловушки соответствует всего лишь величине порядка 10 мК. По этой причине использование магнитной ловушки без предварительного охлаждения атомов крайне затруднительно. Наибольшее распространение на данный момент получили три вида магнитных ловушек: (1) ловушка с двумя кольцами Гельмгольца [63], (2) ловушка Иоффе [64], (3) комбинированная ловушка Иоффе [65].
Самое большое распространение для локализации атомов получила комбинированная магнито-оптическая ловушка (МОЛ) [66, 67]. Трёхмерная конфигурация этой ловушки состоит из двух колец с током и трёх пар встречных взаимно перпендикулярных лазерных лучей. Пленение атомов в такой ловушке осуществляется силой радиационного давления лазерного излучения за счёт переходов между магнитными подуровнями основного и возбуждённого состояний атома в магнитном поле. Пространственная неоднородность магнитного поля приводит к зависимости величины этой силы от координаты и скорости атома. В магнитной ловушке с квадрупольным потенциалом и ст+ - от поляризаций образующих ловушку лазерных лучей, сила радиационного давления одновременно смещает атомы к центру ловушки и охлаждает их в окрестности этого центра. Минимально достижимая температура атомов в такой ловушке составляет величину примерно равную доплеровскому пределу охлаждения (1). Плотность атомов в МОЛ ограничивается следующими процессами: (1) диполь — дипольным взаимодействием атомов, (2) отталкивательным потенциалом, создаваемым рассеянным лазерным излучением, и (3) потенциалом притяжения, обусловленным поглощением лазерного излучения [57]. Однако наиболее важным параметром, ограничивающим плотность атомов в ловушке типа МОЛ является перепоглощение фотонов внутри атомного ансамбля [68]. Физическая причина такого ограничения состоит в том, что при высоких плотностях атомы поглощают не только фотоны лазерного излучения, но и фотоны излученные другими пленёнными атомами. Обмен фотонами между атомами приводит к передаче
Введение импульса между ними и появлению эффективной силы расталкивания атомов. Чем выше плотность, тем выше вероятность вторичного поглощения фотона, тем больше сила расталкивания. В типичных конфигурациях МОЛ температура атомов достигает значения от 1 мК до 10 мкК, а плотность атомов от 10 до 10 см'3.
Увеличение фазовой плотности (увеличение плотности и уменьшение температуры) атомов в МОЛ возможно применением метода «тёмной области» в МОЛ. Идея метода состоит в том, что лазерные лучи, образующие МОЛ, имеют такое пространственное распределение, что в центре ловушки, где находятся самые холодные атомы, лазерное излучение отсутствует. В такой ловушке удаётся существенно подавить силу радиационного расталкивания между наиболее холодными атомами, находящимися у потенциального дна ловушки ( в её центре) и существенно повысить фазовую плотность ансамбля. Применение техники МОЛ с «тёмной областью» позволило увеличить плотность атомов до значения 10 см* [69].
Для многих физических экспериментов с использованием атомных пучков необходимо иметь источник холодных атомов, обладающего высокой яркость и фазовой плотностью. Особый интерес представляют холодные атомные пучки с высокой фазовой плотностью, в связи с их широким применением в прецизионных физических измерениях, а так же в связи с разработкой атомных лазеров. Существующие методы достижения режима квантового вырождения в ансамблях атомов (необходимое условие реализации атомного лазера) основаны на использовании метода испарительного охлаждения [70]. Применение этого метода охлаждения возможно только для атомных ансамблей с достаточно высокой плотностью, содержащих большое число атомов и имеющих низкую температуру. По этой причине холодный атомный пучок, к которому можно применить метод испарительного охлаждения, должен иметь как высокую фазовую плотность, так и высокое значение интенсивности.
В настоящее время известно несколько способов получения холодных атомных пучков с использованием лазерного излучения. Это - зеемановское охлаждение атомов [71,72], охлаждение сканированием частоты охлаждающего излучения [73], охлаждение изотропным светом [74], охлаждение широкополосным лазерным излучением [75]. Во всех этих методах процесс
Введение охлаждения сопровождается неизбежным увеличением поперечной температуры атомного пучка и, соответственно, уменьшением его яркости и фазовой плотности. Одним из эффективных способов решения этой проблемы является использование двухмерной магнито - оптической ловушки (2ММОЛ), в которой происходит одновременное поперечное пространственное сжатие пучка и уменьшение его поперечной скорости [76-78]..Время пролёта атомов через 2ММОЛ ограничивает степень поперечного охлаждения, поэтому необходимо чтобы атомы пучка имели малую продольную скорость. Из-за существующих физических ограничений, до настоящего момента времени с использованием такой техники не было получено интенсивных атомных пучков со скоростью меньше 50 м/с [100].
Альтернативный способ получения пучков с высокой яркостью и фазовой плотностью - это извлечение атомов из трёхмерной магнитооптической ловушки (МОЛ) [79]. Преимущество этого метода заключается в том, что фазовая плотность атомов в МОЛ довольно велика. Однако из-за большого времени накопления атомов в МОЛ, применение такой техники не позволяет достигнуть больших интенсивностей в непрерывном режиме.
В Главе 2 настоящей диссертации предлагается реализация и исследование нового метода получения атомного пучка с высокой интенсивностью (7.2 1012 ат/с) и, одновременнно, малым значением средней скорости атомов (12 м/с). Метод основан на лазерном зеемановском охлаждении тепловых атомов Rb85 в поперечном магнитном поле. Такая конфигурация зеемановского охлаждения является мало исследованной. На данный момент существует единственная экспериментальная работа по зеемановскому охлаждению в поперечном магнитном поле атомов магния [80]. Использование поперечного к скорости атомов направления вектора магнитной индукции позволило в нашем случае реализовать нужное для эффективного зеемановского охлаждения распределение магнитного поля, в результате чего удалось замедлить значительную часть атомов пучка до малых значений скорости. Проведённые расчёты применения к такому атомному пучку поперечного охлаждения с помощью техники 2ММОЛ показывают возможность достижения рекордно высоких значений яркости и фазовой плотности в атомных пучках. В Главе 1 рассмотрена динамика генерации лазерного излучения полупроводниковых лазеров, использованных в лазерном
Введение охлаждении. Обнаруженный эффект резонансного возбуждения релаксационных колебаний полупроводникового лазера позволил простым способом реализовать режим двухчастотной генерации лазерного излучения, необходимый для реализации цикличности взаимодействия атомов с лазерным излучением при их зеемановском охлаждении.
Одним из важных физических применений методов охлаждения и пленения атомов является получение Бозе - Эйнштейновской конденсации атомов (БЭК). Квантово-статистические эффекты в атомных ансамблях начинают проявляться только при больших значениях фазовой плотности. Для достижения необходимой фазовой плотности, атомы из МОЛ переводятся в магнитную ловушку, в которой осуществляется испарительное охлаждение [6]. Использование метода испарительного охлаждения позволило достичь фазовой плотности атомных ансамблей, при которых реализуется режим квантового вырождения, т.е. БЭК. Геометрия магнитного поля квадрупольной ловушки такова, что в центре ловушки, где находятся холодные атомы, магнитное поле равно нулю. Это приводит к неадиабатическим переходам Майорана, при которых меняется проекция магнитного момента атома на направление магнитного поля и действующая на холодные атомы сила становится выталкивающей. Такой механизм выталкивания атомов из ловушки приводит к ограничениям максимально допустимых значений фазовой плотности.
Для исключения точки с нулевым магнитным полем, к статическому магнитному полю добавляется переменная составляющая, действие которой заключается в том что статический потенциал совершает вращение в плоскости ловушки вокруг оси не проходящей через её центр. В результате образуется эффективный потенциал, в минимуме которого магнитное поле уже не равно нулю. В ловушке с такой геометрией удалось достичь температуры ансамбля ниже температуры вырождения [82]. Однако использование нестационарного магнитного поля усложнило геометрию потенциала магнитной ловушки. Потенциал ловушки становится нестационарным. В Главе 3 настоящей диссертации теоретически исследована динамика атомов в такой ловушке с учётом её нестационарности. Показано, что при типичных экспериментальных параметрах ловушки вращающееся магнитное поле вызывает высокочастотную модуляцию импульсов атомов с амплитудой, сравнимой с ширинами импульсных
Введение 13 распределений для низших колебательных состояний атомов в усредненном по времени потенциале. Найдены квантовостатистические распределения атомов по импульсам и координатам. Установлено, что при температурах, значительно превышающих эффективную температуру колебаний атомов в ловушке, квантовостатистические распределения координат и импульсов являются гауссовскими. Найдено, что при температурах атомов, сравнимых с эффективной температурой колебаний, квантово-статистическое импульсное распределение имеет кольцевую форму в плоскости симметрии ловушки, обусловленную глубокой модуляцией импульсов атомов вращающимся магнитным полем.
СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ Диссертационная работа посвящена экспериментальному исследованию получения холодных атомных пучков высокой фазовой плотности и низкой средней скорости на основе лазерного зеемановского охлаждения атомов Rb85, а также исследованию динамики атомов в магнито - оптической ловушке с орбитирующим потенциалом. Для решения поставленной задачи предполагалось:
Реализовать режим двухчастотной генерации полупроводникового лазера с расстоянием между модами, равным сверхтонкому расщеплению основного состояния атомов Rb85, для обеспечения цикличного взаимодействия атомов Rb85 при их лазерном охлаждении.
Экспериментально и теоретически исследовать лазерное зеемановское охлаждение атомов Rb85 в поперечном магнитном поле. Произвести теоретический анализ цикличности взаимодействия атома Rb85 с лазерным излучением в магнитных полях различной конфигурации и величины.
Экспериментально исследовать основные параметры источника холодных атомов Rb85, полученного на основе лазерного зеемановского охлаждения в поперечном магнитном поле. Исследовать возможность повышения его яркости, фазовой плотности и интенсивности.
Теоретически изучить динамику холодных атомов в магнитной ловушке с орбитирующим потенциалом. Исследовать влияние нестационарности потенциала ловушки на квантово статистические распределения импульса и координаты холодных атомов.
Введение
В диссертации изложены результаты исследований, проведённых автором в лаборатории лазерной спектроскопии Института спектроскопии РАН с 1996 г. по 2003г. Основное содержание диссертации изложено в двух научных публикациях [97,129] и представлено на пяти международных конференциях: XVI International Conference on Coherent and Nonlinear Optics, Moscow, Russia, June 29- July 3,1998, P. N. Melentiev, M. V. Subbotin, V. G. Minogin. "Dynamics of ultra cold atoms in quadrupole magnetic trap with time - orbiting potential"
International Conference on Laser Optics, St. -Petersburg, Russia, 26—30 June, 2000, P.N. Melentiev, M.V. Subbotin.V.I. Balykin. "Two frequency free running diode laser for atom optics applications". Russian - German Laser Symposium, Vladimir - Suzdal, Russia, 21-26 September, 2000, P.N. Melentiev, M.V. Subbotin,V.I. Balykin. "Two frequency free running diode laser for atom optics applications".
International Quantum Electronics Conference, Moscow, Russia, 22 - 28 June, 2002, P.N. Melentiev, M.V. Subbotin, V.I. Balykin. "Simple and effective RF modulation of diode lasers for atom optics applications".
Ill Russian-French Laser Symposium, Moscow, Russia, 8-10 October, 2003, P.N. Melentiev, P. A. Borisov, V.I. Balykin. "Cold atom source for atom optics".
Диссертация состоит из введения, трёх глав и заключения.
В Главе 1 представлены результаты исследования динамики генерации лазерного излучения для получения двух частотного режима генерации диодного лазера, необходимого для осуществления эффективного лазерного зеемановского охлаждения.
В Главе 2 экспериментально и теоретически рассмотрено лазерное зеемановское охлаждение атомов в поперечном магнитном поле. В Главе 2.1 теоретически рассмотрена возможность осуществления лазерного зеемановского охлаждения атомов Rb в поперечном магнитном поле. Рассмотрены причины, влияющие на цикличность взаимодействия атомов с лазерным излучением, исследованы параметры определяющие температуру, среднюю скорость, интенсивность пучка холодных атомов. В Главе 2.2 представлена экспериментальная установка, для осуществления лазерного зеемановского
Введение охлаждения атомов. В Главе 2.3 изложены результаты по лазерному охлаждению атомов Rb85. Рассмотрено две схемы охлаждения - (1) лазерное охлаждение без использования магнитного поля, (2) лазерное зеемановское охлаждение в поперечном магнитном поле. Исследованы параметры полученного источника холодных атомов в каждой из схем. Представлены результаты сравнения параметров пучка холодных атомов с результатами полученными в других лабораториях.
В Главе 3 приведены результаты исследования динамики атомов в магнитной квадрупольной ловушке с вращающимся потенциалом. Получены уравнения движения атомов в такой ловушке. Найдены квантово - статистические распределения атомов по импульсам и координате. Исследовано влияние нестационарности потенциала ловушки на динамику атомов.
В Заключении сформулированы основные результаты и выводы работы.
Защищаемые положения:
Получение высокой эффективности СВЧ модуляции излучения полупроводниковых лазерных диодов при модуляции тока инжекции лазера методом резонансного возбуждения релаксационных колебаний активной среды лазера.
Реализация лазерного зеемановского охлаждения атомов Rb85 в поперечном магнитном поле.
Изучение динамики холодных атомов в квадрупольной магнитной ловушке с орбитирующим потенциалом.
Экспериментальная установка для получения модуляции лазерного излучения полупроводникового лазера без внешнего резонатора
Магнитные ловушки используют для пленения атомов неоднородное магнитное поле. Потенциальная яма в этом случае образуется за счёт градиентной силы дипольного взаимодействия магнитного момента атома с магнитным полем. При характерной величине магнитного поля 100 Гс (сравнительно легко получаемой в лабораторных условиях), глубина потенциальной ямы магнитной ловушки соответствует всего лишь величине порядка 10 мК. По этой причине использование магнитной ловушки без предварительного охлаждения атомов крайне затруднительно. Наибольшее распространение на данный момент получили три вида магнитных ловушек: (1) ловушка с двумя кольцами Гельмгольца [63], (2) ловушка Иоффе [64], (3) комбинированная ловушка Иоффе [65].
Самое большое распространение для локализации атомов получила комбинированная магнито-оптическая ловушка (МОЛ) [66, 67]. Трёхмерная конфигурация этой ловушки состоит из двух колец с током и трёх пар встречных взаимно перпендикулярных лазерных лучей. Пленение атомов в такой ловушке осуществляется силой радиационного давления лазерного излучения за счёт переходов между магнитными подуровнями основного и возбуждённого состояний атома в магнитном поле. Пространственная неоднородность магнитного поля приводит к зависимости величины этой силы от координаты и скорости атома. В магнитной ловушке с квадрупольным потенциалом и ст+ - от поляризаций образующих ловушку лазерных лучей, сила радиационного давления одновременно смещает атомы к центру ловушки и охлаждает их в окрестности этого центра. Минимально достижимая температура атомов в такой ловушке составляет величину примерно равную доплеровскому пределу охлаждения (1). Плотность атомов в МОЛ ограничивается следующими процессами: (1) диполь — дипольным взаимодействием атомов, (2) отталкивательным потенциалом, создаваемым рассеянным лазерным излучением, и (3) потенциалом притяжения, обусловленным поглощением лазерного излучения [57]. Однако наиболее важным параметром, ограничивающим плотность атомов в ловушке типа МОЛ является перепоглощение фотонов внутри атомного ансамбля [68]. Физическая причина такого ограничения состоит в том, что при высоких плотностях атомы поглощают не только фотоны лазерного излучения, но и фотоны излученные другими пленёнными атомами. Обмен фотонами между атомами приводит к передаче импульса между ними и появлению эффективной силы расталкивания атомов. Чем выше плотность, тем выше вероятность вторичного поглощения фотона, тем больше сила расталкивания. В типичных конфигурациях МОЛ температура атомов достигает значения от 1 мК до 10 мкК, а плотность атомов от 10 до 10 см 3.
Увеличение фазовой плотности (увеличение плотности и уменьшение температуры) атомов в МОЛ возможно применением метода «тёмной области» в МОЛ. Идея метода состоит в том, что лазерные лучи, образующие МОЛ, имеют такое пространственное распределение, что в центре ловушки, где находятся самые холодные атомы, лазерное излучение отсутствует. В такой ловушке удаётся существенно подавить силу радиационного расталкивания между наиболее холодными атомами, находящимися у потенциального дна ловушки ( в её центре) и существенно повысить фазовую плотность ансамбля. Применение техники МОЛ с «тёмной областью» позволило увеличить плотность атомов до значения 10 см [69].
Для многих физических экспериментов с использованием атомных пучков необходимо иметь источник холодных атомов, обладающего высокой яркость и фазовой плотностью. Особый интерес представляют холодные атомные пучки с высокой фазовой плотностью, в связи с их широким применением в прецизионных физических измерениях, а так же в связи с разработкой атомных лазеров. Существующие методы достижения режима квантового вырождения в ансамблях атомов (необходимое условие реализации атомного лазера) основаны на использовании метода испарительного охлаждения [70]. Применение этого метода охлаждения возможно только для атомных ансамблей с достаточно высокой плотностью, содержащих большое число атомов и имеющих низкую температуру. По этой причине холодный атомный пучок, к которому можно применить метод испарительного охлаждения, должен иметь как высокую фазовую плотность, так и высокое значение интенсивности.
В настоящее время известно несколько способов получения холодных атомных пучков с использованием лазерного излучения. Это - зеемановское охлаждение атомов [71,72], охлаждение сканированием частоты охлаждающего излучения [73], охлаждение изотропным светом [74], охлаждение широкополосным лазерным излучением [75]. Во всех этих методах процесс охлаждения сопровождается неизбежным увеличением поперечной температуры атомного пучка и, соответственно, уменьшением его яркости и фазовой плотности. Одним из эффективных способов решения этой проблемы является использование двухмерной магнито - оптической ловушки (2ММОЛ), в которой происходит одновременное поперечное пространственное сжатие пучка и уменьшение его поперечной скорости [76-78]..Время пролёта атомов через 2ММОЛ ограничивает степень поперечного охлаждения, поэтому необходимо чтобы атомы пучка имели малую продольную скорость. Из-за существующих физических ограничений, до настоящего момента времени с использованием такой техники не было получено интенсивных атомных пучков со скоростью меньше 50 м/с [100].
Альтернативный способ получения пучков с высокой яркостью и фазовой плотностью - это извлечение атомов из трёхмерной магнитооптической ловушки (МОЛ) [79]. Преимущество этого метода заключается в том, что фазовая плотность атомов в МОЛ довольно велика. Однако из-за большого времени накопления атомов в МОЛ, применение такой техники не позволяет достигнуть больших интенсивностей в непрерывном режиме.
В Главе 2 настоящей диссертации предлагается реализация и исследование нового метода получения атомного пучка с высокой интенсивностью (7.2 1012 ат/с) и, одновременнно, малым значением средней скорости атомов (12 м/с). Метод основан на лазерном зеемановском охлаждении тепловых атомов Rb85 в поперечном магнитном поле. Такая конфигурация зеемановского охлаждения является мало исследованной. На данный момент существует единственная экспериментальная работа по зеемановскому охлаждению в поперечном магнитном поле атомов магния [80]. Использование поперечного к скорости атомов направления вектора магнитной индукции позволило в нашем случае реализовать нужное для эффективного зеемановского охлаждения распределение магнитного поля, в результате чего удалось замедлить значительную часть атомов пучка до малых значений скорости. Проведённые расчёты применения к такому атомному пучку поперечного охлаждения с помощью техники 2ММОЛ показывают возможность достижения рекордно высоких значений яркости и фазовой плотности в атомных пучках.
Зеемановское охлаждение атомов Rb85. Возбуждение переходов двухчастотным лазерным излучением. Спектр поглощения в зависимости от поляризации лазерного излучения
Глубина модуляции спектра излучения — отношение квадратов коэффициентов, стоящих перед соответствующими синусами в выражении 1.3 - монотонно возрастающая, на рассматриваемом интервале значений параметра р, функция, поэтому, в рамках предложенной модели объяснить уменьшение глубины модуляции спектра излучения при дальнейшем уменьшении тока инжекции невозможно.
Обнаруженная резонансная зависимость эффективности модуляции излучения обусловлена разной эффективностью возбуждения релаксационных колебаний диодного лазера при различных значениях тока инжекции. Действительно, согласно работе [92] эффективная модуляция спектра лазерного диода происходит при модуляции тока инжекции на частоте релаксационных колебаний. Частота релаксационных колебаний, согласно работе [94] зависит от величины тока инжекции. Поэтому если ток инжекции принимает такое значение что частота релаксационных колебаний совпадает с частотой СВЧ поля, происходит эффективное увеличение глубины модуляции излучения. При других значениях тока, таких что частота релаксационных колебаний не совпадает с частотой СВЧ поля - возбуждение релаксационных колебаний происходит с меньшей эффективностью: чем больше разница частот, тем меньше уровень модуляции спектра. Справедливость предложенной физической модели можно проверить в эксперименте следующим образом. При разных значениях частоты СВЧ поля, фиксируются значения тока лазера при которых наблюдается максимум модуляции излучения. Полученная зависимость частоты от тока будет иметь такую же зависимость что и зависимость релаксационных колебаний, определяемая выражением [94]:
При разных значениях частот СВЧ поля мы экспериментально определяли значения тока при которых наблюдается максимум глубины модуляции спектра (эти точки изображены квадратами на рис 1.4). Сплошной линией на рисунке 1.4 показана зависимость 1.10 с коэффициентом К полученным подгонкой по критерию хи квадрат выражения 1.10 с экспериментальными точками. При этом значение коэффициента оказалось равным величине К = 4.94 ГГц, что соответствует данным, полученным в работе [95], где для коэффициента К получено значение в диапазоне от 3 до 5.3 ГГц.
Таким образом, предложенная физическая модель достаточно хорошо описывает работу диодного лазера с СВЧ модуляцией, а также позволяет определить фундаментальную постоянную диодного лазера.
Важной характеристикой диодного лазера является его выходная мощность. Наши измерения показали, что получение большого уровня модуляции излучения возможно при малых токах, а значит и при меньших значениях выходной мощности излучения. На рисунке 1.5 изображена зависимость выходной мощности лазера от уровня модуляции спектра излучения. Видно, что частотную модуляцию, при которой интенсивность в моде с п = 1 составляет 10% от интенсивности на основной частоте легко получить при общей мощности излучения лазера в 25 мВт. Для получения большей мощности излучения при заданной глубине модуляции необходимо увеличивать мощность СВЧ поля (отметим, что частотная модуляция с 10% мощности в первом сайдбэнде, является более чем достаточной для многих приложений).
Измеренная зависимость глубины модуляции от мощности СВЧ поля при различных значениях тока инжекции представлена на рисунке 1.6. Как видно из рисунка 1.6, в исследованном диапазоне СВЧ мощности, коэффициент модуляции излучения возрастает линейно с увеличением мощности СВЧ поля. При этом, чем ближе ток инжекции лазера к его резонансному значению (в нашем случае резонансное значение тока равно 65 мА), тем меньшая мощность СВЧ требуется для получения нужного значения глубины модуляции.
Длина волны излучения лазерного диода в режиме свободной генерации, как известно, определяется как током, так и температурой. Нами была исследована зависимость глубины модуляции лазерного излучения от температуры лазерного диода. Измерения показали, что при различных значениях температуры, лежащих в интервале от 4 С до 10 С и фиксированных значениях тока, отношение интенсивности в моде с п = 1 к интенсивности на несущей частоте (индекс модуляции у) меняется не больше чем на 25%. Таким образом, высокая глубина модуляции излучения может быть получена при различных значениях температуры, а значит и разных длинах волн.
Описанный способ получения двухчастотного режима генерации лазерного излучения был использован в лазерах с внешним резонатором (в схеме Литтрова). СВЧ мощность вводилась в лазерный диод так же как и в случае лазеров в режиме свободной генерации. Для того что бы в резонаторе лазера не происходило подавления моды лазерного излучения на второй частоте, длина резонатора должна быть такой, что бы расстояние между модами резонатора соответствовало частоте СВЧ поля [96]. Для частоты СВЧ поля/= 2915 ГГц длина резонатора устанавливалась равной 50 ± 3 мм. Характерные спектры лазерного излучения, полученные при такой модуляции, аналогичны случаю лазеров в режиме свободной генерации. На практике использование данного способа получения двухчастотного лазерного излучения показало, что при одинаковой мощности СВЧ поля, в разных лазерных диодах получаются различные значения глубины модуляции излучения. Для получения определённого уровня модуляции одним лазерным диодам нужен больший уровень СВЧ мощности, а другим - меньший. Физика такого поведения недостаточно ясна. Следует отметить, что увеличение уровня модуляции за счёт увеличения мощности СВЧ может привести к разрушению лазерного диода [96], поскольку при определённой мощности СВЧ эффективный ток через диод становится больше максимально допустимого значения 1тах. Однако повышение уровня СВЧ мощности может оказаться не безобидным для лазерного диода. Оценим ограничения, накладываемые на СВЧ мощность.
Наблюдение процесса охлаждения атомов внутри зеемановского охладителя
В эксперименте по зеемановскому охлаждению атомов использовались две лазерные системы, созданные на основе коммерческих полупроводниковых лазеров. Для улучшения спектральных характеристик полупроводникового лазерного диода в этих системах применялась оптическая схема с внешним резонатором - схема Литтрова (рис. 2.10) [105]. Основными элементами резонатора являются: полупроводниковый лазерный диод, коллимационная линза, дифракционная решётка. Полупроводниковый лазерный диод и линза, для получения нужной расходимости излучения, расположены в коллимационной трубке (фирма ThorLabs модель LT110P-B). Излучение лазерного диода попадает на дифракционную голографическую решётку (1800 штрихов/мм фирмы Optometries модель 800/VIS HOLO 12.7мм), расположенной под таким углом, что нулевой порядок дифракции (в этом порядке находится около 25% лазерной мощности) возвращается обратно в лазерный диод. Задняя грань лазерного диода и решётка таким образом образуют резонатор. Излучение из резонатора выводится через первый порядок дифракции. Вращение дифракционной решётки по углу приводит к изменению угла дифракции, а значит и длины волны излучения лазера. Таким образом, вращением дифракционной решётки происходит перестройка частоты лазерного диода. Вращение осуществлялось с помощью микровинта (грубо) и с помощью пьезокерамики (точно). Настройка лазерного резонатора осуществлялась с помощью двух винтов, один из которых вращает дифракционную решётку в горизонтальной плоскости рисунка, а другой - в вертикальной. Температурная стабилизация резонатора осуществляется с помощью элемента Пельтье (фирма RMT Ltd. модель 1МН14-071-16) и термистора (фирма RS модель 198-927, NTC/10K) в системе обратной связи с точностью 10 мК. Ток инжекции лазерного диода обеспечивался с помощью специально изготовленных блоков управления диодных лазеров. Созданные лазерные системы позволяют получать до 30 mW одномодового лазерного излучения с шириной линии меньше 1 МГц и диапазоном непрерывной перестройки лазерной частоты около 15 ГГц. Частота зондирующего лазера и режим перестройки контролировались с помощью доплеровских контуров поглощения, а также с помощью нелинейных резонансов поглощения в ячейке с парами рубидия. Частота силового лазера стабилизировалась с помощью системы активной стабилизации лазерной частоты. Использовались также системы пассивной стабилизации температуры обоих лазеров и пассивной системы подавления акустических шумов, Оба лазера работали в двухчастотном режиме генерации излучения с использованием метода изложенного в Главе 1.
Система контроля частоты лазерного излучения состояла из сферического эталона Фабри - Перо (с расстоянием между модами 1740 МГц и резкостью 100) и спектрометра СТЭ1 с фотоэлектрической регистрацией спектра на основе ПЗС линейки подключенной к компьютеру. Спектрометр позволял регистрировать излучение в диапазоне 34 нм с разрешением 3 ГГц. Для настройки частоты лазерного излучения в Бг линию Rb85 использовалось излучение рубидиевой лампы, частота которой сравнивалась в спектрометре с частотой лазерного излучения.
В эксперименте по зеемановскому охлаждению необходимо чтобы лазерная частота была стабильна во времени с точностью лучше, чем естественная ширина перехода Г12л = 5.89 МГц. Необходимая стабильность частоты лазера достигалась с помощью системы пассивной и активной стабилизации частоты лазера. В системе пассивной стабилизации частоты в лазере минимизируются возмущения параметров влияющих на частоту лазера (температура, ток, механические возмущения резонатора). Для уменьшения влияний механических возмущений, лазерная, система была помещена на демпфирующую резиновую прокладку, а для уменьшения влияния изменений температуры комнаты - помещена в теплоизолирующий кожух. Исследование стабильности частоты лазера производилось с помощью схемы представленной на рис. 2.11. Излучение лазера пересекает с атомный пучок под углом 90 градусов, а частота лазера сканируется возле перехода атомов Rb, при этом возникает резонансная флуоресценция атомов с шириной резонанса определяемой естественной шириной атомного перехода и расходимостью атомного пучка (рис. 2.11). Поскольку сигнал флуоресценции атомов в пучке зависит от частоты, его можно использовать его можно использовать для изучения стабильности частоты лазера. Частота лазера устанавливается на одном из «склонов» атомного резонанса и дальше анализируется амплитуда сигнала флуоресценции. Т. к. сигнал флуоресценции атомов на склоне резонанса линейно зависит от частоты, его можно использовать для определения дрейфа лазерной частоты. На рис. 2.12 изображена полученная таким способом зависимость частоты лазера от времени в режиме, пассивной стабилизации частоты. Из рисунка видно, что частота лазера в режиме пассивной стабилизации совершает колебания с амплитудой 6 МГц вокруг некоторого среднего значения (кратковременная стабильность частоты), в то время как это среднее значение частоты меняется со скоростью 4 МГц/ мин. Из графика так же видно что сигнал флуоресценции атомов выходит на стационарный уровень с характерным временем порядка 3 минут. Это связано с выходом частоты лазера из резонанса с атомным переходом. Таким образом, в режиме пассивной стабилизации, стабильность частоты оказалась недостаточной для задач зеемановского охлаждения. Для повышения стабильности использовалась система активной стабилизации частоты.
Существует множество различных способов активной стабилизации частоты лазера. Суть всех методов состоит в том, что частота лазера сравнивается с некоторым репером частоты, полученный разностный сигнал с парами помещённой в магнитное поле постоянных магнитов. усиливается и подаётся на элемент управления частоты лазера, уменьшающий разность между частотой лазера и репера. В качестве репера частоты может использоваться (1) сигнал поглощения в ячейке с парами, (2) сигнал флуоресценции в атомном пучке, или (3) сигнал пропускания эталона Фабри -Перо. Существует два подхода в стабилизации: стабилизация по склону резонанса и стабилизация по его вершине [106]. В методе стабилизации по вершине резонанса частота лазера поддерживается равной частоте соответствующей вершине резонанса. Такой способ является очень удобным в тех случаях, где необходима высокая точностью абсолютного значения частоты лазера. Изменения частоты в таком методе осуществляются с помощью акустооптических модуляторов света, а также с помощью зеемановского смещения частоты. В методе стабилизации по склону частота лазера поддерживается равной частоте, соответствующей определённой точке склона резонанса. Положение этой точки можно легко менять электрическим и оптическим методами. По этой причине стабилизация по склону предпочтительнее в тех случаях, где необходимо простым способом менять в широких пределах частоту лазера. Дополнительным преимуществом этого метода является большая устойчивость системы стабилизации к внешним возмущениям. В эксперименте по изучению зеемановского охлаждения был выбран метод стабилизации частоты по склону DAVLL [107], поскольку в этом эксперименте необходимо в широких пределах менять частоту лазера.
Квазистационарные состояния и статистические распределения
На рисунке 2.17 показана принципиальная схема источника. Источник состоит из двух частей - горячей и холодной, разделённых диафрагмой 0 4 мм. В горячей части находится металлический рубидий, который при нагревании переводится в жидкое состояние, при этом атомы насыщенного пара рубидия вылетают через отверстие в холодную часть атомного источника и дальше - в вакуумную камеру. Холодная часть представляет собой набор диафрагм 0 4 мм сделанных в металлических стаканах конической формы, с отверстиями в боковой части стакана. Наличие в нашем источнике холодной части препятствует обеднению низкоскоростной части скоростного распределения. Из-за эффективной конденсации атомов в этой части источника, не происходит образования облака атомов, на котором бы происходило рассеяние атомов с малыми скоростями. Нагревание производится только горячей части источника. Во избежание конденсации всего рубидия в холодную часть за счёт конденсации на холодной поверхности, в горячей части помещена металлическая сетка с характерным размером звена 3 мкм. Давление пара над искривлённой поверхностью, образованной ячейками сетки, меньше, чем давление над поверхностью холодной части. Такое капиллярное действие сетки препятствует образованию потока атомов из горячей части в холодную [108].
Коническая форма диафрагм необходима при длительном использовании атомного источника. В случае когда закладывается большое количество рубидия, такая форма обеспечивает механизм рециркуляции атомов сконденсировавшихся в холодной части обратно, в горячую, что позволяет экономно расходовать рубидий (в данном эксперименте закладывались ампулы весом 0.1 — 0.2 г, при таких количествах механизм рециркуляции не работает) [108].
Нагревательным элементом в источнике является промышленный нагревательный элемент, выполненный в виде проволоки, одетой в изолирующий теплопроводящий экран. Нагревание происходит при пропускании через этот элемент электрического тока, при этом температура атомного источника может меняться от комнатной температуры до 700С. Измерение температуры осуществлялось хромель - алюмелевой термопарой, прикреплённой к торцу атомного источника.
Работа с атомным источником разделяется на несколько этапов: (1) подготовка атомного источника к закладке рубидия, (2) закладка рубидия, (3) откачка в вакуумной камере. Процедура подготовки к закладке включает 30 минутный прогрев атомной пушки в вакууме не хуже чем 10"4 Торр до температур, выше используемых в эксперименте. После этого следует процедура закладки. Металлический рубидий обычно поставляется в запаянных ампулах. Поскольку он сильно окисляется на воздухе, следует применять специальные процедуры при его закладке в атомный источник. Нами опробованы два способа. В первом закладка осуществлялась в аргоновой атмосфере герметичного бокса. Ампула вскрывается непосредственно в боксе и кладётся в атомный источник. Далее, в герметичном пакете атомный источник переносится к вакуумной камере и затем к ней подсоединяется, после этого включается откачка камеры. В другом способе (более простой в исполнении) ампула с рубидием замораживается до температуры жидкого азота. При этом его реакционная способность снижается, так что процедура закладки существенно упрощается. Однако нужно учесть, что охлаждать рубидий и производить его закладку нужно в азотной атмосфере, чтобы предотвратить конденсации воды на поверхности ампулы, которая окислит рубидий. Закладка осуществлялась в картонном коробе, размещенном вблизи вакуумной камеры. В короб помещалась ванночка с кипящим жидким азотом, пары азота обеспечивали безвоздушную атмосферу. Следующим этапом при работе с атомным источником является предварительная откачка в вакуумной камере. Поскольку измеритель вакуума расположен на некотором удалении от атомного источника, а так же, из-за присутствия диафрагм малого диаметра, откачка из горячей части атомного источника происходит медленнее чем из других частей вакуумной камеры. Поэтому, после достижения нужного для работы вакуума (1 10 6 Торр ), необходимо выждать несколько часов для достижения нужного давления внутри атомного источника. После этого атомный источник готов для использования в эксперименте.
На рисунке 2.18 представлена экспериментальная кривая распределения атомов по скоростям в атомном пучке. Это распределение получено при продольном зондировании атомного пучка лазерным излучением. Сигнал флюоресценции атомов регистрировался с помощью ФЭУ. На этом же рисунке приведена теоретическая кривая распределения атомов по скоростям. Из рисунка видно, что данный атомный источник обладает замечательным свойством - у него, по сравнению с другими атомными источниками не происходит обеднения низкоскоростной части скоростного распределения.
Для целей зеемановского охлаждения важно что бы поток атомов из источника был как можно большим, а величина средней скорости атомов как можно меньшей. Как известно, поток атомов из атомного источника определяется температурой его насыщенных паров, а средняя скорость — температурой атомов возле формирующей атомный пучок диафрагмы, поэтому в рассматриваемом источнике поток атомов определяется температурой горячей части, а средняя скорость - холодной. В традиционных источниках средняя скорость атомов и поток являются связанными величинами, и определяются температурой жидкой фазы вещества образующего атомный пучок [109]. В случае нашего атомного источника, эффективную температуру атомов возле формирующих пучок диафрагм можно уменьшить, поместив в холодную часть источника металлическую сетку аналогичную сетке, находящейся в горячей части источника. Сетка была установлена в зазоре между стаканами диафрагм холодной части и направляющим их конусом. В этом случае давление паров рубидия в области диафрагм уменьшается, а значит уменьшится и эффективная температура, что в конечном .счёте приводит к уменьшению наиболее вероятной скорости атомов в пучке.
Скоростное распределение атомов в таком источнике представлено на рис. 2.19. Оно отличается от соответствующего распределения без металлической сетки. Наиболее вероятная скорость в таком источнике не соответствует температуре атомного источника. Мы исследовали этот эффект. На рис. 2.20 представлена экспериментальная зависимость температуры источника и наиболее вероятной скорости атомов в атомном пучке, на этом же рисунке представлена теоретическая зависимость наиболее вероятной скорости при соответствующих температурах:
