Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Краткий обзор и анализ работ по тематике диссертации 23
1.1. Вводные замечания. Постановка задач 23
1.2. Традиционная схема построения квантового дискриминатора на ячейке с парами Rb и оптической накачкой на основе спектральной лампы 23
1.3. Схемы построения квантового дискриминатора на ячейке с парами щелочных металлов с использованием лазерной накачки. Их преимущества и определение требований на лазерный источник накачки 29
1.4. Обзор и анализ работ по лазерной накачке и ее использованию для построения квантового дискриминатора и стандартов частоты на их основе 38
1.5. Основные тенденции развития полупроводниковых лазеров и систематизация литературных данных по современной элементной базе 43
1.6. Обобщение данных по основным направлениям исследований и решаемым задачам в диссертации 51
Глава II. Методы управления спектральными характеристиками полупроводниковых лазеров 53
2.1. Вводные замечания. Постановка задач 53
2.2. Исследование методов управления спектральными характеристиками полупроводниковых лазеров с использованием внешних оптических элементов 54
2.3. Перестройка частоты излучения полупроводникового лазера током и температурой. Пассивная стабилизация частоты излучения полупроводникового лазера 70
2.4. Исследование флуктуации интенсивности и частоты излучения полупроводникового лазера 80
2.5. Конструктивные особенности построения оптического квантового генератора на основе полупроводниковых лазеров и его основные характеристики 89
2.6. Выводы и рекомендации 94
Глава III. Спектральные линии поглощения в атомах рубидия и стабилизация частоты полупроводникового лазера по ячейке с парами рубидия 96
3.1. Вводные замечания и постановка задач 96
3.2. Спектры атомов Rb85 и Rb87 и Cs133 97
3.3. Исследование физических процессов, определяющих спектральные характеристики линий поглощения в атомах рубидия 102
3.4. Кинетика и распределение населенностей атомов рубидия в ячейке при облучении их резонансным светом 110
3.5. Исследование поглощения лазерного излучения в ячейке с парами рубидия 116
3.6. Использование метода флуоресценции для регистрации сигнала в ячейке поглощения с парами щелочного металла 120
3.7. Анализ работы системы автоподстройки частоты лазера по ячейке поглощения с парами рубидия 124
3.8. Связь предельной кратковременной частоты излучения лазера, стабилизированного по ячейке поглощения, с характеристиками излучения... 136
3.9. Выводы и рекомендации 149
Глава IV. Изучение методов спектроскопии и физических процессов в парах рубидия и цезия с использованием полупроводниковых лазеров 152
4.1. Вводные замечания. Постановка задач 152
4.2. Метод спектроскопии высокого разрешения на основе полупроводникового лазера для атомов щелочного металла 153
4.3. Атомно- флуоресцентный метод определения концентрации пара щелочного металла с использованием лазерного источника 156
4.4. Двойной радиооптический резонанс в парах щелочных металлов 161
4.5. Световые сдвиги частоты в атомах Cs при лазерной накачке 170
4.6. Световые сдвиги частоты в атомах Rb при лазерной накачке 178
4.7. Выводы и рекомендации 182
Глава V Квантовые дискриминаторы и квантовые стандарты частоты на ячейках с парами щелочных металлов с лазерной накачкой 184
5.1. Вводные замечания. Постановка задач 184
5.2. Квантовый дискриминатор с лазерной накачкой 185
5.3. Квантовый стандарт частоты на Cs133 с лазерной накачкой 191
5.4. Квантовый стандарт частоты на Rb с лазерной накачкой 195
5.5. Предельные возможности рубидиевого стандарта частоты с лазерной накачкой 197
5.6. Выводы и рекомендации 213
Заключение 215
Литература 217
- Схемы построения квантового дискриминатора на ячейке с парами щелочных металлов с использованием лазерной накачки. Их преимущества и определение требований на лазерный источник накачки
- Исследование методов управления спектральными характеристиками полупроводниковых лазеров с использованием внешних оптических элементов
- Исследование поглощения лазерного излучения в ячейке с парами рубидия
- Атомно- флуоресцентный метод определения концентрации пара щелочного металла с использованием лазерного источника
Введение к работе
Диссертация посвящена теоретическому и экспериментальному исследованию методов лазерной накачки в атомах щелочных металлов рубидия и цезия с использованием полупроводниковых лазеров с целью создания квантовых дискриминаторов и квантовых стандартов частоты на их основе.
Актуальность темы. Развитие разнообразных отраслей науки и техники (радиоизмерительная техника, связь, навигация, метрология и т.п.), а также многие современные исследования в области атомной физики требуют применения точных физических измерений. Среди разнообразных видов измерений измерение частоты- наиболее точный и быстро развивающийся. В связи с этим все шире проявляется тенденция сведения измерений самых разнообразных физических величин к измерению частоты.
Точность любого измерения ограничена точностью используемого эталона. Естественно, что наиболее строгие требования предъявляются к первичному эталону частоты. За последние 50 лет суммарная относительная погрешность первичных государственных эталонов на основе цезиевых реперов частоты уменьшилась с ±1-10" до ±1,5-10"15. Никакой другой вид измерений не имеет такого значительного прироста. Вместе с тем во многих практических случаях необходимая точность стала столь высокой, что требования к вторичным эталонам, стандартам и опорным генераторам не отличаются от требований, предъявляемым к эталону.
Разработка квантовых стандартов частоты (КСЧ) радиодиапазона [1,2] является важнейшим направлением в радиоизмерительной технике, так как они нашли широкое применение во многих областях. Среди КСЧ радиодиапазона (водородных, цезиевых и рубидиевых) наиболее массовыми стали рубидиевые стандарты частоты (РСЧ) с оптической накачкой. Многие коллективы отечественных ученых в Институте радиоэлектроники Российской академии наук (ИРЭ РАН) (Жаботинский М.Е.-, Базаров Е.Н. и др.), Нижегородском научно-исследовательском приборостроительном институте (ННИПИ) «Кварц» (Пихтелев А.И., Ульянов А.А., Зуев Э.В. и др.), Российском институте радионавигации и --времени (РИРВ) (Якобсон Н.Н., Жолнеров B.C., Харчев О.П. и др), Научно-исследовательском институте микроприборов (НИИМП) (В.Н.Ионов) заложили научные основы данной отрасли приборостроения и работали над ее развитием . В настоящее время в России серийным выпуском приборов с оптической накачкой занимаются два предприятия- ННИПИ «Кварц» (Н.Новгород) и РИРВ (С.Петербург), в то время как за рубежом их выпуском занимаются более десятка фирм (Frequency Electronics, Stanford Research Systems, Symmetricom, Temex, Accu Beat и другие), доводя суммарный выпуск данной продукции до нескольких десятков тысяч в год . В этих приборах практически реализована и нашла развитие так называемая традиционная схема построения КСЧ на атомах рубидия [1,2,3], в которой в качестве источника оптической накачки используется спектральная лампа с парами Rb , а для фильтрации ее оптического излучения применена ячейка-фильтр с изотопом Rb85. При высоких эксплуатационных качествах они обладают сравнительно высокими метрологическими характеристиками и одновременно являются достаточно простыми по устройству, надежными и технологичными, малыми по габаритам и дешевыми по цене.
История разработок и исследования этого класса КСЧ - рубидиевых стандартов частоты - насчитывает свыше 45 лет. За этот период основные метрологические характеристики были улучшены примерно на 2-3 порядка. В то же время за последние десятилетия темпы роста этих характеристик значительно замедлились и развитие РСЧ шло в основном по пути снижения их габаритов, массы и потребляемой мощности. Эти тенденции обусловлены прежде всего тем, что традиционный принцип в РСЧ с оптической накачкой, использующий излучение спектральной лампы на парах рубидия, в значительной мере исчерпал себя и прогресс в характеристиках идет по пути поиска и нахождения инженерных, конструктивных и технологических решений. В то же время существует устойчивая потребность в повышении метрологических характеристик РСЧ, и, прежде всего, для службы времени, системы глобального позиционирования объектов с космическим базированием и связи [132, 134-135].
Очевидно, что решение данной задачи лежит на пути использования новых физических принципов в КСЧ, одним из которых является оптическая накачка с помощью полупроводниковых лазеров (ПЛ) в парах щелочных металлов (рубидия --и цезия). В связи с этим исследование лазерной накачки в парах Rb и Cs для создания квантовых дискриминаторов и КСЧ на их основе является важной и актуальной задачей. Применение ПЛ обусловлено целым рядом причин, среди которых главными являются их миниатюрность, простота управления излучением, высокая эффективность преобразования энергии накачки в когерентное излучение. Первые сообщения о возможности использования лазерной накачки в парах щелочных металлов появились в нашей стране в самом начале 70-х годов: об эффектах лазерной накачки в парах Rb87 [4] и парах Cs133 [5]. Эти публикации послужили началом для использования лазерной накачки в КСЧ [6,7]. Задача по практическому применению лазерной накачки для создания квантовых дискриминаторов (КД) на парах щелочных металлов и стандартов частоты на их основе была поставлена и нашла практическое развитие в работах ведущих специалистов ННИПИ «Кварц» в начале 80-х годов [8,9]. Приблизительно в это же время аналогичные исследования стали проводиться и в других странах [10-12], что подтверждает перспективность развития данного направления. В настоящее время интенсивно развивающейся областью на границе фундаментальных и прикладных исследований, что связано с развитием технологии производства ПЛ (в частности, появления VCSEL - лазеров), стало создание КСЧ на основе эффекта когерентного пленения населенностей (КПП), принцип действия которого во многом схож с действием традиционного КСЧ с лазерной накачкой. Главным достоинством данного метода является отсутствие непосредственного воздействия СВЧ поля на ячейку поглощения, что позволяет отказаться от СВЧ - резонатора и тем самым резко снизить размеры квантового дискриминатора (до 1 см3). Количество публикаций, посвященных исследованию данного метода и принципам построения КСЧ на его основе, стало доминирующим среди сообщений по КСЧ.
Помимо применения ПЛ в качестве источника оптической накачки для атомов щелочного металлов в КСЧ они имеют широкую область практического применения, в частности для целого ряда областей квантовой электроники -перестраиваемых лазеров с узким спектром излучения, прецизионной (и по разрешению и по чувствительности) лазерной спектроскопии, включая методы глубокого охлаждения, удержания и манипулирования атомами и ионами, а также для создания стандартов частоты оптического диапазона. Их применение для этих --целей напрямую зависит от того, насколько успешно можно управлять спектральными характеристиками ПЛ. В связи с этим большой интерес представляют ПЛ с внешним резонатором. Такие лазеры позволяют получать монохроматическое излучение на частотах многих важных атомных резонансов. В настоящее время разработано несколько конструкций ПЛ с внешним резонатором, предназначенных для решения разнообразных задач [13]. Тем не менее большая потребность научных и учебных лабораторий в надежных и доступных источниках когерентного излучения делает актуальным дальнейшее совершенствование таких лазеров.
Целью диссертации является проведение комплексных теоретических и экспериментальных исследований лазерной накачки в ячейках с парами рубидия и цезия с использованием ПЛ для создания КД и стандартов частоты на их основе, обеспечения научно - технического задела для КСЧ перспективных поколений на новых технологиях, а также практическая реализация этих исследований -создание опытных образцов КСЧ и опорных генераторов.
Положения, выносимые на защиту.
1. Результаты обобщения и систематизации данных по работам, посвященным лазерной накачке в парах щелочных металлов и ее использованию для построения КД и стандартов частоты на их основе, и основным тенденциям развития ПЛ как современной элементной базы для перспективного поколения КСЧ на новых технологиях.
2. Методы и результаты управления спектральными характеристиками ПЛ, в том числе:
— перестройка частоты с помощью внешних оптических элементов, изменением тока и температуры;
— пассивная стабилизация частоты по току и температуре.
3. Результаты анализа конструктивных особенностей и электрических схем построения оптического квантового генератора на основе ПЛ и его основных характеристик.
4. Результаты исследования оптических спектральных линий поглощения в атомах рубидия и стабилизация частоты ПЛ по ячейке с парами рубидия.
5. Результаты анализа конструктивных особенностей ПЛ, стабилизированного по ячейке с парами рубидия, и данные по стабильности частоты.
6. Результаты изучения методов спектроскопии и физических процессов в парах рубидия и цезия с использованием ПЛ.
7. Результаты теоретических и экспериментальных исследований характеристик КД с лазерной накачкой на парах рубидия и цезия и стандартов частоты на их основе.
8. Результаты изучения и анализа предельных возможностей КСЧ с лазерной накачкой по метрологическим характеристикам (для случая рубидиевых стандартов частоты с лазерной накачкой).
9. Принципы и схемы построения КСЧ на ячейках с парами рубидия и цезия с лазерной накачкой, их практическая реализация.
Научная новизна. В результате выполнения работы:
1. Разработаны и изучены методы управления спектральными характеристиками ПЛ с помощью внешних оптических элементов (электрооптических селекторов на основе кристаллов метониабата лития, дифракционных решеток и оптических резонаторов) и перестройки их частоты током и температурой, что послужило основой для обоснования возможности управления спектральными характеристиками ПЛ, определения необходимых условий для данного управления и получения конкретных данных по спектральным характеристикам: диапазону перестройки по частоте и модуляции, коэффициенту подавления соседних мод, диапазону одномодовой генерации, ширине линии излучения и ее сужению.
2. Разработаны и изучены методы пассивной стабилизации частоты ПЛ по току и температуре. Разработаны и исследованы конкретные схемы стабилизации частоты по току и температуре, с использованием которых снижена нестабильность частоты лазера до уровня 10" -40" за различные времена.
3. Предложена, практически реализована и экспериментально исследована модель ПЛ с необходимой перестройкой и стабилизацией частоты для применения в качестве источника лазерной накачки в ячейках с парами рубидия и цезия. При этом полученные результаты послужили основой для создания опытного образца оптического квантового генератора с диапазоном перестройки его длины волны до 10 нм и относительной нестабильностью частоты оті О"6 до 10"8 за различные времена.
4. Проведены систематизация и научное обобщение спектральных on ОС 1 -j-i данных по атомам щелочных металлов Rb , Rb и Cs , необходимых для стабилизации частоты ПЛ. Изучены и проанализированы различные физические факторы, определяющие спектральные характеристики оптических линий поглощения в атомах щелочных металлов, в частности физических процессов, влияющих на форму и ширину спектральных линий, их сдвиги по частоте.
5. Разработана теоретическая модель, описывающая кинетику и распределение населенностей атомов рубидия при облучении их резонансным лазерным излучением. С использованием данной модели исследовано поглощение лазерного излучения в ячейке с парами рубидия в зависимости от различных параметров (плотности атомов, длины ячейки, интенсивности излучения и его ширины линии) и найдены неизвестные ранее закономерности в характере этого поглощения.
6. Теоретически и экспериментально исследован метод стабилизации частоты ПЛ по спектральным линиям поглощения в атомах рубидия и цезия. Определены физические факторы, влияющие на стабильность и точность привязки частоты излучения лазера, стабилизированного по ячейке поглощения, содержащей пары рубидия и цезия. Экспериментально снижен уровень нестабильности частоты до 10"10. Однако теоретически показана возможность снижения нестабильности частоты лазера до значения 10 .
7. Предложен и практически реализован атомно-флуоресцентный метод определения концентрации пара щелочного металла с использованием ПЛ. При этом проведенная экспериментальная проверка на примере атомов цезия подтвердила значительное преимущество данного метода по сравнению с традиционными.
8. Предложена и апробирована методика расчета сигнала и ширины линии двойного радиооптического резонанса в парах щелочных металлов для целей квантовой стабилизации частоты в приближении 3-ех и многоуровневой квантовых систем, получившая хорошее согласие с экспериментом.
9. Методами численного моделирования и экспериментально исследованы зависимости световых сдвигов частоты 0-0 перехода в атомах рубидия и цезия в условиях лазерной накачки. Проведена оптимизация параметров лазерной накачки (частоты, интенсивности и ширины линии лазерного излучения) по критерию минимизации вариаций частоты 0-0 перехода.
10. Предложены и практически реализованы принципы построения КД на ячейках с парами рубидия и цезия.
11. Предложена методика расчета и проведен расчет и оптимизация параметров КД по критерию максимального значения параметра КД. Определены оптимальные характеристики излучения лазера и СВЧ сигнала. Результаты расчета подтверждены экспериментом и получено хорошее соответствие между расчетными и экспериментальными данными.
12. Изучены предельные возможности КСЧ с лазерной накачкой (для случая рубидиевого стандарта частоты) по критерию минимума вариации частоты 0-0 перехода при изменении параметров рубидиевого дискриминатора. Показана возможность снижения нестабильности частоты РСЧ до значения 10" , что примерно на два порядка ниже по сравнению с традиционными РСЧ, использующих для оптической накачки спектральные лампы.
Методы исследования включают в себя методы математического и физического моделирования, натурные эксперименты и синтез оптимальных решений, методы полупроводниковой схемотехники, теоретической физики и теории систем автоматического регулирования.
Обоснованность и достоверность научных положений, выводов и рекомендаций, сформулированных в диссертации, подтверждается:
1. Использованием при описании эффектов взаимодействия лазерного излучения с квантовыми системами теоретически обоснованных методов.
2. Сравнением численных результатов, полученных различными методами.
3. Проверкой теоретически полученных результатов с результатами экспериментов.
Практическая ценность работы заключается в решении вопросов, направленных на создание КСЧ нового поколения, способных улучшить как свои метрологические, так и массогабаритные характеристики за счет применения в них источника оптической накачки паров Cs и Rb на основе ПЛ. При этом результаты, полученные при разработке данного источника, были использованы для разработки оптического квантового генератора, которые могут быть использованы не только в КСЧ, но также и во многих других областях: когерентной связи, спектроскопии, метрологии и т.п.
Реализация и внедрение результатов. Результаты исследований, проведенных в диссертации, были реализованы при создании экспериментальных образцов квантовых дискриминаторов на цезии и рубидии и КСЧ на их основе при использовании разработанных источников оптической накачки на полупроводниковых лазерах. Практические рекомендации, сделанные в диссертации, явились основой прикладных научно-исследовательских работ, проводимых в ННИПИ «Кварц».
Объем и структура диссертации. Работа состоит из введения, пяти глав и заключения, содержит 228 страницы основного текста, включая библиографию из 135 наименований, 57 рисунков и 6 таблиц.
Личный вклад автора. Все представленные в настоящей работе результаты получены лично автором или при его непосредственном участии.
Содержание работы.
Во введении проводится анализ современного состояния вопроса, ставится цель диссертационной работы, описывается ее актуальность, формулируются задачи исследований, определяется новизна полученных результатов и их практическая ценность, формулируются основные положения, выносимые на защиту, кратко излагается содержание диссертации.
В первой главе диссертации проводится краткий обзор и анализ работ по лазерной накачке и ее использованию для построения новых поколений КД и стандартов частоты на их основе. Проведен анализ схем построения КД с лазерной накачкой на ячейках с парами рубидия и цезия и определения их преимуществ по сравнению с традиционной схемой с накачкой спектральной лампой. Обоснованы требования на лазерные источники накачки для КД на атомах рубидия и цезия. Проведены систематизация и обобщение данных по динамике и тенденциям развития ПЛ, сделан анализ их современного уровня. Проведенный анализ показал, что для практической реализации потенциальных возможностей ПЛ требуется решение ряда задач физического и технического характера, среди которых управление спектральными характеристиками излучения ПЛ находится на первом месте.
В заключении первой главы делается постановка и обоснование основных направлений и решаемых задач в диссертации.
Во второй главе диссертации исследуются методы управления спектральными характеристиками ПЛ, позволяющие использовать ПЛ в качестве источников оптической накачки атомов рабочего вещества в КД. Для получения узкой линии генерации ПЛ и перестройки ее в широком диапазоне разработан и создан приборный вариант лазерного излучателя с применением электрооптического элемента (кристалла ниобата лития LiNb03) во внешнем резонаторе лазера, в котором внешняя обратная связь создается диэлектрическим зеркалом с коэффициентом отражения 0,9. Диапазон одномодовой перестройки длины волны излучения разработанного излучателя составил 40А°. Ширина линии генерации была не более 0,1 А°. Мощность излучения в селектируемую моду при этом составляла 0,1-0,5 мВт. Предложенная схема внешнего генератора позволила уверенно выделять выбранную моду. Интенсивность селектируемой моды в 5-И 0 раз превосходила интенсивность соседних мод. На основании полученных характеристик делается вывод, что прибор, обладающий такими возможностями, может найти целый ряд применений в области спектроскопии, метрологии, волоконной оптической связи и т.п.
В главе рассматриваются методы пассивной стабилизации частоты ПЛ по току и температуре. Разработаны конкретные схемы стабилизации частоты по току и температуре, с использованием которых достигнута нестабильность частоты лазера на уровне 10" - 10" за различные времена усреднения.
Исследуются флуктуации полупроводниковых лазеров. При этом указывается, что в области низких частот (от 0 и примерно до 20 кГц) спектр шума как интенсивности, так и частоты излучения имеет фликкерный характер (со спектром 1/1), который, как и у многих полупроводниковых приборов, обусловлен флуктуациями подвижных носителей, а также флуктуациями напряжения питания лазера и ею рабочей температуры. Показано также, что при мощности излучения порядка 1 мВт и выше, шумы интенсивности ПЛ в интервале частот (0,0К1)МГц значительно меньше, чем у газового и твердотельного лазеров и безэлектродной спектральной лампы. Это является одним из преимуществ ПЛ при использовании его как источника оптической накачки в КСЧ.
Рассматриваются принципы построения оптического квантового генератора на основе ПЛ и приводятся конструктивные особенности созданного опытного образца оптического квантового генератора (с перестройкой частоты до 10 нм и ft Я относительной нестабильностью частоты от 10" до 10" за различные времена усреднения).
Приведенные в данной главе исследования и полученные при этом результаты позволили дать конкретные практические рекомендации по созданию оптического квантового генератора с заданными спектральными характеристиками, которые могут быть использованы не только в КСЧ, но также во многих других областях: когерентной связи, спектроскопии, метрологии и др.
В третьей главе диссертации: проводится систематизация и обобщение ОС ОП 1 i l спектральных данных по атомам Rb ,Rba,HCs , используемых для стабилизации частоты в оптическом и радиочастотном диапазонах.
Проводится анализ физических факторов, определяющих спектральные характеристики линий поглощения в атомах щелочных металлов, в частности физических процессов, влияющих на форму и ширину спектральных линий, их сдвигов по частоте.
Проводится исследование кинетики и распределения населенностей атомов щелочных металлов в ячейке при облучении их резонансным лазерным излучением.
Рассматривается метод флуоресценции в ячейке с парами щелочного металла. Показано, что поскольку при регистрации сигнала поглощения шум определяется величиной флуктуации SIo несущей сигнала 1о, то при регистрации сигнала по флуоресценции можно получить улучшение отношение сигнал/шум, поскольку в данном случае шум ограничен эквивалентной шумовой мощностью детектора. Проведенные экспериментальные исследования подтверждают сделанные расчеты.
Проводится анализ работы системы автоматической подстройки частоты излучения ПЛ по ячейке поглощения с помощью регулировки тока лазера по сигналу обратной связи. В предположении, что поглощение в среде мало, что характерно для интенсивностей ПЛ, используемых в стандарте частоты с лазерной накачкой, и лоренцевским приближением формы линии поглощения получено выражение для сигнала ошибки, содержащее информацию о расстройке частоты излучения ПЛ от центра линии поглощения и сопутствующей амплитудной модуляции.В результате решения уравнения, описывающего поведение системы автоподстройки частоты ПЛ, получено выражение для остаточной расстройки частоты излучения ПЛ, которая зависит в общем случае от начальной расстройки и параметров амплитудной модуляции.
Рассматривается влияние флуктуации излучения ПЛ на точность привязки к центру линии поглощения в зависимости от параметров системы АПЧ (частоты модуляции, коэффициента регулирования и постоянной времени автоподстройки). Показано, что в общем случае амплитудно-фазовых флуктуации излучения ПЛ в сигнал ошибки вносят вклад все шумовые компоненты, частоты которых удовлетворяют условию co=±nQ (где Q.- частота модуляции). Вклад этих компонент затухает по мере увеличения п. Анализ полученного выражения показал, что составляющая спектра частотных флуктуации ПЛ на частоте ю=0 описывает медленные флуктуации ПЛ, и соответствующая составляющая сигнала на частоте О. является динамическим сигналом ошибки, т.е. несет полезную информацию. Напротив, вклад в сигнал ошибки, обусловленный флуктуациями на частоте со=±2Ф, является чисто шумовым, т.е. полезной информации не несет.
Для амплитудных флуктуации ПЛ максимальный вклад в сигнал ошибки вносит компонента на частоте ©=±2, т.е. на частоте, отстоящей от несущей на частоту модуляции.
Четвертая глава диссертации: посвящена изучению методов спектроскопии и физических процессов в парах рубидия и цезия с использованием ПЛ. Определяются требования к параметрам источника оптического излучения на основе ПЛ для получения заданного разрешения по частоте, и в связи с этим накладываются условия на точность управления и поддержания температуры и тока ПЛ. Для определения суммарной ошибки по разрешению разработанного источника оптической накачки проводятся спектроскопические исследования D2-линии поглощения Cs133. На основании полученных результатов делаются оценки, которые показывают, что полученное разрешение данного источника оптической накачки паров щелочных металлов (-150 МГц) лучше разрешения стандартного интерферометра Фабри- Перо и монохроматоров с дифракционными решетками.
В качестве применения источника оптической накачки на основе ПЛ рассматривается атомно-флуорссцентный метод определения концентрации паров щелочных металлов на примере атомов цезия. Для определения количественной связи между сигналами флуоресценции и концентрации атомов составляется система балансных уравнений, соответствующая трехуровневому приближению квантовой структуры атомов Cs133. На основании решения данной системы уравнений рассчитывается зависимость концентрации атомов Cs133 от температуры и чувствительность метода от интенсивности излучения ПЛ.
Правильность расчета была проверена с помощью проведенных экспериментальных исследований. Описывается оптическая схема экспериментальной установки и обсуждаются полученные на ней результаты эксперимента. Отмечается хорошее совпадение расчетных и экспериментальных результатов и обсуждаются достоинства применения лазерного источника в атомно-флуоресцентном методе (повышение чувствительности и точности при одновременном сокращении времени эксперимента).
Описывается постановка и решение задачи двойного радиооптического резонанса для многоуровневой и, как частный случай, трехуровневой модели квантовой системы (атомов щелочных металлов при общих предположениях об интенсивности действующих когерентных полях): данная задача представляет интерес при исследовании характеристик квантовых стандартов частоты.
При этом при последовательном использовании метода матрицы плотности для Зех- уровневой системы получены корректные выражения для интенсивностей сигнала и ширины линии радиочастотного перехода при двойном радиооптическом резонансе.
Для случая рассмотрения многоуровневой квантовой системы в предположении балансных уравнений показано, что максимальное значение величины сигнала достигается при условии, что вероятности переброски атома под действием СВЧ и оптических полей с общего уровня одного перехода для оптического поля меньше.
Достоверность полученных результатов проверена экспериментально на опытном образце [8,9]. Последовательное экспериментальное исследование с использованием полученных расчетных выражений позволило определить время релаксации и силы осцилляторов радиочастотных переходов, интенсивности оптического и СВЧ полей, концентрацию атомов исследуемого вещества.
Рассматриваются вопросы сдвигов частоты эталонного перехода под действием оптического излучения (световые сдвиги частоты).
В предположении лоренцевской формы линии оптической накачки (которое справедливо при использовании ПЛ в качестве источников оптической накачки) получено выражение для сдвига уровней энергии, которое может быть применено для любой двухуровневой системы. Для получения окончательного выражения для световых сдвигов подуровней сверхтонкого расщепления учтено движение атомов. Расчеты дисперсионных кривых сдвигов частоты эталонного перехода проводится для наиболее интересных случаев накачки:
1. для накачки с узким спектром, когда ширина линии излучения много меньше естественной ширины оптической линии поглощения;
2. для накачки со спектральной шириной, сравнимой с доплеровским уширением в ячейке;
3. для накачки с широким спектром, когда ширина линии излучения много больше доплеровского уширения в ячейке.
При этом показано, что ширина спектра излучения лазера существенно влияет на характеристики дисперсионной кривой световых сдвигов: в частности обнаружено, что с увеличением ширины его спектра частота света накачки, при которой световой сдвиг равен нулю, уменьшается. Из дисперсионных зависимостей, полученных для различных ширин спектра излучения лазера, следует, что максимум и минимум световых сдвигов с ростом ширины сдвигается в сторону больших расстроек частоты лазерного излучения, одновременно уменьшаясь по величине. Таким образом показано, что световые сдвиги зависят не только от интенсивности и частоты света накачки, но и от ширины возбуждающего спектра.
На макете КД с цезиевой и рубидиевой ячейками были проведены эксперименты, в которых были получены зависимости световых сдвигов эталонной частоты от расстройки по частоте лазерного излучения для различных спектров оптической накачки. Сравнение результатов эксперимента и теоретического расчета дисперсионных кривых светового сдвига частоты показало, что они хорошо качественно согласуются. Полученные результаты позволяют определить требования на частоту, ширину линии, мощность оптического излучения для достижения нулевых сдвигов частоты эталонного перехода в КД с лазерной накачкой.
В пятой главе диссертации: рассматриваются вопросы построения и исследуются амплитудно-частотные характеристики КД и КСЧ на ячейках с і IT an парами щелочных металлов (Cs и Rb ) с лазерной накачкой.
Исследованы характеристики КД с лазерной накачкой (ширина линии, параметр качества). При этом проведено сравнение расчетных зависимостей с данными, полученными экспериментальным путем. Оптимизация физических процессов в КД проводилась по наиболее полной характеристике КД- параметру качества, определяемому величиной отношения сигнала атомного резонанса к ширине линии эталонного перехода и шуму в полосе 0,25 Гц.
Проведен расчет зависимости параметра качества от интенсивности света накачки в предположении, что шум определяется дробовыми шумами фотодетектора.
-Показано, что максимальный параметр качества при этом в КД на парах Rb примерно в два раза выше, чем на парах Cs. Объясняется это тем, что число зеемановских подуровней в Cs в два раза превышает соответствующее число для Rb, и разность населенностей уровней эталонного перехода, создаваемая оптической накачкой и определяющая сигнал примерно в два раза меньше для Cs.
Экспериментальное подтверждение полученных результатов было проведено на макете КД на парах Cs. Полученный параметр качества исследуемого дискриминатора был в 3-4 раза выше, чем у аналогичного дискриминатора на парах Rb с накачкой от спектральной от спектральной лампы. Приводится методика расчета основных характеристик КД и предполагаемое предельное значение параметра качества.
Исследованы предельные возможности КСЧ с лазерной накачкой (для случая РСЧ). При этом для шума, регистрируемого фотопреобразователем, учитывался вклад не только дробового шума, но и вклад флуктуации излучения ПЛ. При расчете кратковременной нестабильности частоты учитывались также и так называемые «наведенные» светом накачки через световой сдвиг частотные флуктуации атомного перехода, которые обычно не учитываются при рассмотрении кратковременной нестабильности частоты. Как показано в диссертационной работе, они носят принципиальный характер и их учет необходим при больших значениях параметра качества.
Для получения предельного значения долговременной нестабильности частоты определены условия на параметры накачки атомов рубидия (мощность оптического и радиочастотного полей, концентрация атомов Rb 87 и давление буферного газа), изменение значения которых вызывает изменение значения поглощения света, и как следствие этого изменение величины светового сдвига. Показано, что при выполнении данных условий нестабильность частоты в КСЧ может быть снижена до значения (3- 10)-10"14, что на 1-2 порядка лучше, чем для РСЧ с ламповой накачкой.
В заключении диссертации перечислены основные результаты, полученные в процессе ее выполнения.
Материалы диссертации докладывались на V Всесоюзной конференции «Метрология в радиотехнике» (Москва, 1981г.) [8], на Всесоюзной научно-технической конференции «Применение время-частотных средств и методов измерений в народном хозяйстве» (Москва, 1983г.) [9], на IV Всесоюзной школе-совещании «Стабилизация частоты и прецизионная радиотехника» (Москва, 1983г.) [14J, на Всесоюзной конференции «Вопросы стабилизации частоты» (Горький, 1985 г.) [21-28], на Всесоюзном семинаре по оптической ориентации атомов и молекул (ВСООАМ) (Ленинград, 1986 г.) [32], на Всесоюзном семинаре по диодно-лазерной спектроскопии ФИАН (Москва, 1990г.) [36] , на Всероссийской конференции «Фундаментальное и прикладное координатно-временное обеспечение» (КВО-2005), (С.-Петербург,2005г.) [37], на международной научно-технической конференции «Радиолокация, навигация, связь» (RLNC 2006) ( г. Воронеж, 2006г.) [38,39], на международной научно-технической конференции «Информационные системы и технологии ИСТ-2006» (Н.-Новгород, 2006г.) [40] и на Всероссийской конференции «РСДБ-2012 для астрометрии, геодинамики и астрофизике» (С.-Петербург,2006г) [41].
Результаты исследований, проведенных в диссертации, изложены в отчетах по темам «Черешня», «Чародей» и «Чардаш», опубликованы в научно-технических журналах: Известия высших учебных заведений «Радиофизика» [16, 19, 31], «Техника средств связи» [15, 35], «Радиотехника и электроника» [18], «Журнал прикладной спектроскопии» [17,20]. По результатам работ в ВНИИМИ депонировано 4 рукописи [29, 30, 33, 34].
Схемы построения квантового дискриминатора на ячейке с парами щелочных металлов с использованием лазерной накачки. Их преимущества и определение требований на лазерный источник накачки
Преимущества ПЛ перед спектральной лампой очевидны. Это возможность уменьшения размеров КД за счет малых размеров ПЛ и устранения ячейки -фильтра, высокий КПД преобразования энергии накачки ПЛ в световое излучение ( 70% по сравнению с долями процента у спектральных ламп), высокая интенсивность излучения, позволяющая получить большое значение параметра качества, узкий спектр излучения, позволяющий эффективно использовать оптическую накачку паров атомов щелочного металла, устраняя тем самым ненужный фон на фотоприемнике, возможность управления частотой излучения и снижения светового сдвига частоты эталонного перехода. Вместе с тем для реализации данных потенциальных возможностей необходимо решить следующие проблемы: уменьшить частотный и амплитудный шум излучения ПЛ; сузить линию излучения; осуществить стабилизацию частоты излучения ПЛ.
Уменьшение шумов излучения лазера необходимо по следующим причинам. Во - первых, при подстройке частоты лазера к частоте оптического перехода частотные шумы, присущие ПЛ, а также вносимые при непосредственной частотной модуляции тока инжекции, неизбежно преобразуются (через крутизну --оптической линии поглощения) в амплитудные шумы детектируемого сигнала (как оптического, так и микроволнового). Амплитудные же шумы излучения ПЛ непосредственно добавляются в амплитудные шумы детектируемого сигнала. Во -вторых, эти шумы помимо увеличения шума на фотодетекторе через эффект светового сдвига (так называемые «наведенные шумы») вносят нестабильность в эталонную линию. Улучшение амплитудно - частотных шумовых характеристик излучения лазера является, таким образом, важной задачей.
Сужение ширины линии излучения важно также по двум причинам. Во -первых, уменьшается частотный шум излучения лазера и возникают условия для более эффективной работы системы автоподстройки частоты ПЛ, а во - вторых, уменьшается зависимость величины светового сдвига от нестабильности частоты излучения ПЛ.
Необходимость стабилизации излучения лазера очевидна: это устранение медленного дрейфа частоты и уменьшение частотных флуктуации, что необходимо по указанным выше причинам.
Расчеты, проведенные в последующем изложении, показывают, что для достижения нестабильности частоты на уровне НО"14 должны выполняться следующие условия для излучения ПЛ: относительная нестабильность частоты излучения 10"12 относительная нестабильность интенсивности излучения 10"4 относительная нестабильность ширины линии излучения 3 10"4
Рассмотрим возможные схемы построения КД с лазерной накачкой.
На рис. 1.3 приведена блок - схема КД с лазерной накачкой (для примера в качестве рабочего вещества использованы атомы Rb ). Как видно из сравнения с рис. 1.1, на данной схеме вместо спектральной лампы и ячейки - фильтра используется ПЛ. В простейшем случае это ПЛ с резонатором Фабри - Перо, стабилизированный по частоте с помощью дополнительной ячейки поглощения, с использованием прямой (внутренней) модуляции частоты излучения ПЛ током питания. Подстройка частоты излучения ПЛ осуществляется также током питания. Дополнительная ячейка поглощения может и отсутствовать - в этом случае излучение ПЛ стабилизируется по ячейке, находящейся в СВЧ резонаторе и используемой для подстройки частоты кварцевого генератора (КГ). Применение дополнительной ячейки хотя и усложняет схему КД, но позволяет настроить частоту излучения ПЛ на частоту нулевого светового сдвига эталонного перехода в основной ячейке, а также оптимизировать мощность излучения ПЛ (в основной ячейке ее необходимо ослаблять) для получения максимального сигнала оптического поглощения, используемого для подстройки частоты ПЛ.
Данная схема имеет как свои достоинства, так и недостатки. Преимущества данного способа построения КД с лазерной накачкой очевидны - это простота конструкции и простота управления частотой излучения ПЛ. Недостатки, присущие данной схеме - это возможность многомодового режима генерации ПЛ, характерного для ПЛ с резонатором Фабри - Перо; широкая линия излучения ПЛ; высокий уровень шумов интенсивности и частоты излучения ПЛ; наличие паразитной амплитудной модуляции в излучении ПЛ, связанное с данным способом модуляции частоты излучения лазера.
Большинство из перечисленных выше недостатков устраняется с помощью применения ПЛ с внешним резонатором - режим излучения ПЛ становится одномодовым, линия излучения ПЛ сужается и уменьшаются фазовые флуктуации частоты излучения лазера, исчезает амплитудная модуляция. Однако в данном случае конструкция ПЛ значительно усложняется (и удорожается). При этом использовать прямую модуляцию излучения ПЛ, как это было в предыдущем случае, нельзя, поскольку характеристики ПЛ определяются уже внешним резонатором. Для осуществления управления частотой излучения ПЛ и модуляции его частоты используется перемещение внешнего зеркала (с помощью размещения всей конструкции на высокочастотной керамике), что сопряжено с определенными техническими трудностями. Другой способ управления частотой излучения ПЛ может быть осуществлен с помощью управления параметрами электрооптического селектора (например на основе кристалла КДР). Главный недостаток лазеров с ВР -его дискретная конструкция, необходимость сборки лазера из составных элементов и необходимость согласования выходящего из просветленного торца ПЛ излучения с объемными элементами.
Такого недостатка лишены перестраиваемые лазеры с распределенной обратной связью (РОС - лазеры) и перестраиваемые волноводные лазеры с распределенными брэгговскими отражателями (РБО - лазеры). К сожалению, на период наиболее интенсивных разработок и исследований нами КСЧ с лазерной накачкой наша промышленность таких лазеров не выпускала (в отличие от ведущих зарубежных стран, таких как США и Япония).
Остановимся на принципе действия КД с лазерной накачкой. На рис. 1.4 приведена упрощенная схема уровней для D и D2 -линий атомов щелочногометалла (более подробно энергетические уровни атомов Rb , Rb и Cs будут рассмотрены в третьей главе диссертации).
Одним из достоинств ПЛ является то, что частоту излучения ПЛ можно подстроить под любой из изображенных на рис. 1.4 сверхтонкий переход атомов щелочного металла. В принципе любой из них можно использовать для создания инверсной разности населенностей эталонного перехода, на основе чего создать КД с лазерной накачкой. Однако не все они (как и сами щелочные атомы) одинаково эффективны. Гак, для создания наибольшей разности населенностей 0 -0 перехода предпочтительно использовать накачку атомов Rb87. В данном случае разность населенностей достигается за счет различного поглощения сверхтонких компонент излучения вследствие различия статистических весов g (g= 2F+1) уровней с различными F. Общее количество зеемановских подуровней в основном состоянии для атомов Rb составляет величину 2(Fi+F2+l), равную 8, в то время как для атомов Rb85 оно равно 12, а для атомов Cs133 равно 16. Таким образом, сигнал
ДРОР при использовании атомов Rb будет вдвое больше, чем при использовании атомов Cs .
Что касается уровней, с которых осуществляется оптическая накачка, то расчеты показывают, что накачка с уровня F2 основного состояния атомов обеспечивает почти двукратное увеличение крутизны сигнала ДРОР по сравнению накачки с уровня Fj. Это обстоятельство можно пояснить следующим образом. В случае накачки с нижнего уровня основного состояния атомы после релаксации свозбужденного состояния (т 10" с) скапливаются на верхнем уровне F2, который имеет 2F2+1(5 для атомов Rb ) зеемановских подуровня, тем самым не участвуя в
Исследование методов управления спектральными характеристиками полупроводниковых лазеров с использованием внешних оптических элементов
Универсальным способом получения узкой линии генерации ПЛ и перестройки ее в широком диапазоне является использование внешнего дисперсионного резонатора [69,72-74,76]. Однако основная трудность, возникающая при создании перестраиваемого источника ИК-диапазона, связана с необходимостью жесткой механической и температурной стабилизации лазера. В связи с этим наибольший интерес представляет разработка электронных систем перестройки частоты излучения. Актуальность исследования такого способа управления частотой продиктована также возможностью применения ПЛ в оптических системах связи [77,79]. В этом направлении одним из наиболее перспективных методов перестройки длины волны излучения является применение электрооптических фильтров и селекторов в схеме внешнего резонатора лазера. Наиболее употребительными для таких фильтров являются кристаллы дигидрофосфата калия КН2Р04, известные как КДР, и особенно метониабата лития 1л№ 0з. Значительные электрооптические коэффициенты в сочетании с малыми потерями выдвигают их в число наилучших кристаллов для модуляции оптических частот видимого и ближнего ИК - диапазона [70,80].
Впервые электрооптическая перестройка частоты была получена на импульсном ПЛ с внешним резонатором [81]. Для этого была использована схема селектора на основе кристалла КДР с продольной ориентацией оптической оси и дополнительной фазовой пластинки. Просветленный торец лазерного диода располагался в фокусе объектива с десятикратным увеличением. В качестве --поляризатора применялись фильтры Брюстера, ориентированные параллельно плоскости р -п перехода. Коэффициент отражения выходного зеркала составлял 90%. Ширина полосы генерации и диапазона перестройки полностью определялись толщиной двулучепреломляющей пластинки, а величина управляющего поля-полуволновым напряжением электрооптического кристалла. При ширине линии излучения АЛ 0,1 нм перестройка осуществлялась в диапазоне 5 нм.
В дальнейшем электрооптическая перестройка частоты излучения была получена и для непрерывных инжекционных лазеров, работающих при комнатной температуре. В работе [70] представлены результаты экспериментальных исследований перестраиваемого лазера на основе излучателя типа HLP1400, помещенного во внешний резонатор. Область свободной дисперсии фильтра составляла 6 нм, что сравнимо с шириной огибающей линии спонтанного излучения лазера. При этом ширина отдельной моды не превышала 0,03 нм.. Перестройка осуществлялась скачкообразно по модам собственного резонатора, скорость перестройки составляла 0,6 нм / кВ, а уровень выходной мощности 1мВт.
Внешние резонаторы (ВР) на основе электрооптических элементов позволяют также осуществить высокоскоростную модуляцию частоты излучения. Однако осуществление управления частотой излучения с высокими скоростями требует уже применения специальной синхронной техники для устранения возникающих искажений.
Таким образом, использование электрооптических элементов во внешнем резонаторе ПЛ является эффективным средсівом управления его спектральными характеристиками.
Рассмотрим принцип работы электрооптического селектора (ЭОС) на основе кристалла метаииобата лития [82], работающего на поперечном эффекте Поккельса (рис. 2.1).
В наиболее распространенном варианте селектор состоит из электрооптического кристалла (4), двух поляризаторов (3,5) и внешнего зеркала (6). Излучение ПЛ (1), пройдя через первый поляризатор, приобретает линейную поляризацию. Оптическая ось кристалла перпендикулярна направлению -распространения света и составляет угол 45 с плоскость поляризации света. В кристалле, за счет его двулучепреломляющих свойств, происходит разделение света на две компоненты с взаимно ортогональной поляризацией по оптической оси и перпендикулярно ей. Эти компоненты распространяются по кристаллу с различными коэффициентами преломления п0 и пе, зависящими от приложенного к кристаллу электрического поля. Электрическое поле Е направлено вдоль оптической оси. Для кристаллов ниобата лития с симметрией Зт можно записатьгде пй, пе -показатели преломления для обыкновенного и необыкновенного лучей в присутствии электрического поля Е, r13, г33 -элементы электрооптического тензора. На выходе кристалла линейно поляризованные компоненты света приобретут разность фаз относительно друг друга где 1к -длина кристалла. В результате интерференции между компонентами излучение, попадающее на второй поляризатор, будет иметь в общем случае эллиптическую поляризацию. Через второй поляризатор пройдет часть света с поляризацией по его оси. Таким образом, пропускание ЭОС по мощности Гс описывается формулой: где А р- определяется из (2.2). Для кристалла ниобата лития: пропускания фильтра АЛ 3,ЗА, а полуволновое напряжение составит /А =420 В. Кроме селекторов на поперечном эффекте Поккельса, в лазерной технике могут использоваться селекторы на основе продольного эффекта. В этом случае направление распространения света совпадает с оптической осью кристалла. Поскольку естественная анизотропия электрооптического кристалла не участвует в создании функции пропускания Гс, становится необходимым использование фазовых двулучепреломляющих пластинок, которые вносят дополнительные неселективные потери в резонатор. Кроме того, полуволновое напряжение в селекторе на основе продольного эффекта в — раз больше, чем для того же dk кристалла в случае использования поперечного эффекта. По этой причине нами был выбран вариант использования ЭОС на основе поперечного эффекта во внешнем резонаторе, показанный на рис.2.1. В этом варианте излучение лазера дважды проходит через селектор. Поэтому функция отражения ВР записывается в виде: --Возможсн вариант, когда между электрооптическим кристаллом и внешним зеркалом нет поляризатора. При этом период функции пропускания резонатора
Исследование поглощения лазерного излучения в ячейке с парами рубидия
Рассмотрим прохождение лазерного излучения с частотой v через однородную среду (слой пара щелочного металла). Выделим из всей совокупности энергетических состояний атомных частиц среды три уровня с населенностями я і п2 и щ соответственно. Будем считать, что волна света имеет интенсивность Iv=p(v)c и распространяется в направлении z со скоростью с. Найдем изменение интенсивности света dlv при прохождении через слой пара щелочного металла (Rb или Cs) толщиной dz (рис.3.7).
Вследствие индуцированных переходов по мере прохождения излучения через среду плотность потока /v спектральной интенсивности света (мощность излучения в единичном спектральном интервале, переносимая через единицу площади поперечного сечения) будет уменьшаться. Спонтанное излучение изотропно, поэтому его вкладом в изменение интенсивности Iv можно пренебречь.
Превышение числа переходов 1— 3 над переходами 3— 1 приводит к изменению интенсивности света в слое толщиной dz, определяемой выражением
Здесь мы пренебрегли вкладом спонтанного излучения в изменение интенсивности света, поскольку его излучение изотропно. Обозначим Тогда выражение (3.28) можно переписать в виде
При сравнительно низких интенсивностях света или для тонкого слоя пара форма спектральной линии поглощения #(к)не зависит от интенсивности света. Тогда для однородной среды, где населенность нижнего уровня не зависит от координаты, величину kv можно считать постоянной (от z). При этихпредположениях интегрирование уравнения (3.29) дает экспоненциальный закон, изменения спектральной интенсивности вдоль оси z:
На выходе ячейки длиной L будем иметь
Коэффициент поглощения можно выразить через сечение поглощения av - характеристический атомный параметр, имеющий размерность площади. Уравнение для поглощения света в ячейке запишем в виде
Подставляя выражение для щ и щ из (3.18) в (3.33), получим выражение или с учетом соотношения pv= — получим выражение
Разделяя переменные, интегрируя плотность излучения в пределах от падающей плотности излучения Iv0 до пропускаемой плотности излучения IvL и интегрируя по расстоянию z, пройденному пучком, от z =0 до z, получим
следующее уравнение:
Здесь /уо и /Vi/, переименованы соответственно как /0и /„. Определим численные значения присутствующих в выражении (3.36) параметров, используя известные выражения для В, ov и Iv [96]:
В аналитическом виде lv(z) уравнение не имеет решения (трансцендентно по /„). Однако оно может быть решено численным методом с заданной погрешностью. На рис.3.8, построенном с помощью функции root компьютерной системы Mathcad 2000 Professional, показано, как Iv меняется от z (где z меняется от 0 до L) при различных значениях /0.
Сделаем несколько замечаний для объяснения необходимости примененного нами метода флуоресценции. При регистрации сигнала поглощения шум определяется величиной флуктуации Slo несущей сигнала /о, в то время как при регистрации сигнала флуоресценции шум ограничен эквивалентной шумовой мощностью детектора. Регистрируемые сигналы поглощения и флуоресценции пропорциональны плотности падающего лазерного излучения (при сравнительно слабых интенсивностях излучения лазера). В результате этого при регистрации сигнала поглощения мы не увидим улучшения отношения сигнал/шум (S/N), поскольку и сигнал, и шум будут пропорциональны интенсивности лазерного излучения. Вместе с тем при регисфации сигнала флуоресценции улучшение будет очевидным, поскольку сигнал будет пропорционален интенсивности падающего излучения, а шум - квадратному корню из этой интенсивности (в случае дробового шума). Поэтому при очевидном проигрыше в величине сигнала (за счет неполного сбора флуоресцирующего излучения в силу его изотропности, и в силу квантовых причин) флуоресцентный метод позволяет тем не менее получить выигрыш в отношении S/N при значительных флуктуациях интенсивности излучения ПЛ.
Кроме этого, метод флуоресценции позволяет регистрировать сигнал атомного резонанса вдоль всей ячейки поглощения (в зависимости от места расположения фотодиода), и тем самым определить зависимость сигнала и сдвиг эталонной частоты от интенсивности поглощенного излучения ПЛ.
Получим выражение для сигнала флуоресценции на основании рассмотренных в предыдущем разделе кинетических уравнений населенности, используя предложенную в работе [96] методику расчета.
Будем рассматривать идеализированную геометрию облучения и регистрации сигнала флуоресценции (рис.3.9), где длина пути поглощения Ln вдоль распространения лазерного излучения ограничена до крайне малого интервала, в то время как длина пути Ьф испускания флуоресценции в направлении детектора может быть произвольно большой. Будем считать, что концентрация атомов и излучение источника в наблюдаемой области однородны.Вклад участка dx в сигнал флуоресценции дается уравнением (3.40), где Fрегистрируемаячасть флуоресценцииИнтегрирование этого уравнения по х приводит к сигналу выходящего флуоресцентного излучения при частоте vПодставляя в это уравнение полученное ранее выражение для k{v) (3.29), получимПри интегрировании по частоте v выражения для сигнала флуоресценции всей атомной линии будет иметь вид
Атомно- флуоресцентный метод определения концентрации пара щелочного металла с использованием лазерного источника
Спектральные методы измерения концентрации вещества, особенно в физической химии металлов, получают все более широкое распространение, причем основным методом является атомно-абсорбционный. --Однако в последнее время с развитием лазерной техники все большее применение находит атомно-флуоресцентный метод [95], одним из основных преимуществ которого является линейная зависимость сигнала от концентрации в интервале 4-5 порядков.
В данном разделе диссертационной работы рассмотрен атомно-флуоресцентный метод определения концентрации паров щелочных металлов с использованием лазерного источника на примере атомов цезия. Пары щелочных металлов Rb и Cs широко используются в качестве рабочего вещества в промышленных квантовых стандартах частоты [2], а исследование зависимости их концентрации от температуры в среде буферных газов необходимо для дальнейшего улучшения частотных характеристик этих стандартов [106]. В лазерном источнике использовался полупроводниковый лазер на GaAlAs, перестраиваемый по частоте с помощыо тока и температуры. Спектр излучения лазера содержал 5 продольных мод с длиной волны излучения X, совпадающей с частотой перехода Б2-линии цезия (Х=852 нм). Мощность излучения в максимальной по интенсивности моде составляла 0,1 мВт, а ширина моды ДХ.= 1,2 ГГц, что связано с многомодовым режимом генерации. Излучение лазера 1 (рис.4.2), сколлимированное в параллельный пучок объективом 2, пропускалось через кювету 3 с парами Cs. Сигнал флуоресценции регистрировался в направлении, перпендикулярном лучу лазера, с помощью ФЭУ 4, выход которого подключался к самописцу 5 или вольтметру 6. Величина сигнала определялась как разность напряжений с выхода ФЭУ в резонансе и вне резонанса частоты лазера с частотой одной из СТ компонент 02-линии.
Для определения количественной связи между сигналом флуоресценции и концентрацией атомов запишем систему балансных уравнений, соответствующую трехуровневому приближению квантовой структуры атомов щелочных металлов (рис.4.3) [107]: нижнего СТ уровня, a gb g2 - соответственно вырождение нижнего и верхнего СТуровней (в случае цезия g = 7, g2 = 9); АЪ\, Л32- вероятности спонтанного переходана СТ уровни 6 2Si/2(F=3) и 6 2Si/2(F=4); о - сечение поглощения в центредоплеровской линии при накачке более короткой СТ компоненты (6 2S1/2 (F = 3) +- Р3/2) D2-JTHHHH; / - плотность излучения лазера в фотон/(см -с); Т - времярелаксации населенностей СТ уровней основного состояния.Количество переизлученных фотонов N в единице объема определяетсянаселенностью п3 уровня 6 2Р3/2 из соотношения N = n3G43i + 32)- Решая систему(4.1) в стационарном случае, находим
Так как фотоны переизлучаются изотропно по углам, то детектируемую часть фотонов определим коэффициентом а, который зависит от сечения луча света, эффективное ти преобразования, коэффициента усиления и входной диафрагмы ФЭУ, а также расстояния его приемной площадки от кюветы. В нашем случае а = 210. Тогда концентрация атомов определяется выражением
Соотношение (4.3) позволяет исследовать концентрацию атомов щелочного металла от температуры и чувствительность метода от интенсивности лазера.
Экспериментальное исследование температурной зависимости концентрации паров цезия проводилось в диапазоне 20-80 С. На рис. 4.4 (кривая 1) показана такая зависимость, полученная с использованием формулы (4.3) при оптимальном значении интенсивности / излучения лазера (о/7»1). В этом случае обеспечивается наивысшая чувствительность атомно-флуоресцентного метода применительно к парам щелочного металла. Экспериментальная кривая хорошо совпадает с кривой 2, рассчитанной по данным работы [108]. Отличие результатов, на наш взгляд, можно объяснить отсутствием абсолютной калибровки ФЭУ, используемого в эксперименте, что влияло на точность определения а. Рис. 4.5 показывает зависимость изменения концентрации от интенсивности излучения при температуре Т = 20С. Он, естественно, представляет в среднем прямую линию. Вертикальные линии на экспериментальных точках показывают величину разброса измеряемых значений концентраций, который уменьшается с ростом интенсивности лазера. При интенсивности излучения / 0,01 мВт/см относительная ошибка измерения становится меньше 1%. Предельная чувствительность по концентрации в нашем случае составляла я-З Ю см" и определялась временем пролета атомом луча света.
Необходимо отметить, что для щелочных металлов К, Na чувствительность метода будет выше, так как в них сверхтонкая структура основного состояния скрыта в доплеровском контуре и квантовую систему можно считать двухуровневой, а время Т будет равно времени жизни в возбужденном состоянии, которое будет на два-три порядка меньше, чем в нашем случае.
Использование лазерного источника в атомно-флуоресцентном методе кроме повышения чувствительности и точности упрощает оптическую схему экспериментальной установки, существенно сокращает время измерения и при соответствующей калибровке позволяет однозначно связать измеряемую концентрацию с показаниями прибора.
Оптическая накачка в парах щелочных металлов с использованием некогерентных оптических источников подробно изучена как с точки зрения физических процессов, так и с точки зрения практических приложений: в квантовых стандартах частоты с оптической накачкой [1,2], магнитометрах --[109,110] и др. В связи с прогрессом в разработке полупроводниковых лазеров с 80-ых годов стали появились работы, в основном экспериментальные, по их применению в лазерной спектроскопии, в частности для случая двойного резонанса. Это связано с тем, что генерация излучения ПЛ может быть осуществлена практически на любой частоте в диапазоне 600— 30000 нм с непрерывной перестройкой в широком диапазоне [77].
В данном разделе диссертации исследуется сигнал и ширина линии двойного радиооптического резонанса для многоуровневой и, как частный случай, трехуровневой моделей квантовой системы (типа атомов щелочных металлов) для случая возмущения системы двумя когерентными полями при весьма общих предположениях об интенсивности действующих полей. Это представляет интерес при исследовании характеристик квантовых стандартов частоты и магнитометров с лазерной накачкой.
Исследование сигнала и ширины линии двойного радиооптического резонанса проведем для трехуровневой квантовой системы, энергетическая структура которой соответствует, в частности, атомам щелочных металлов и представлена на рис.4.6. Здесь Fu F2 — полные квантовые числа сверхтонких уровней основного состояния 2Si/2. В постоянном магнитном поле #0 каждый уровень расщепляется па 2F\+\ зеемановских подуровней, Р — оптически возбуждаемый уровень (в этом разделе предполагается Щ = 0.) Оптическое поле с частотой Q3i находится в резонансе, например, с электродипольным переходом 2Si/2, Fidl2P с частотой со3. А частота 0,2\ СВЧ поля отстроена на величину 8 от частоты й)2і магнитодипольного перехода F\\JU\F2 .Особенностью изучаемой квантовой системы является резкое различие времен релаксации Г3 и Т, соответственно оптически возбужденного уровня и уровней основного состояния (Гз/7 =10 6-Ч0"э), что позволяет пренебречь равновесной заселенностью уровня 2Р.Световое и СВЧ поля берем в виде суперпозиции двух плоских бегущих монохроматических волн. Обозначая ниже энергетические уровни в порядке возрастания энергии номерами 1, 2, 3, запишем стандартную систему уравнений
