1626435886-1cce6bde8b5ee3bdaa35d7367a651ad8 (844327), страница 42
Текст из файла (страница 42)
Осповнымп трудностями в реализации микроволнового стандарта частоты па основе иона !"Пд+, хранимого в ловушке Пенппнга, явля<отся две. Во-первых, лазерное излучение, предназначенное для охлаждения ионов, перекачивает ионы пз основного состояния 68<я (Р = 2, лг, = — 2) на все магнитные подуровни основного состояния Г = 2, тг= — 2, — 1, ..., +2). В результате оптической накачки ионы перестают охлаждаться лазерным излучением. Возможным способом преодоления этой трудности является использование дополнительного микроволнового излучения, которое выравнивает населенности магнитных подуровней. Вовторых, наличие квадратичного эффекта Зеемана обусловливает зависимость частоты рабочего перехода от величины магнитного полн П.
По этой нрпчпно необходимо стабплизировать величину магнитного поля. Так, при П = 1 Тл для уменьшения нестабильности частоты до уровня Лм/ъ = 10 '" необходимо уменьшить флуктуации поля до величины ЛУ/Н = 10 '. Оценки, представленные в 11751, показывают, что прн параметрах ловушки Пеннпнга, 6<, = 71 мВ, з, = г</1,64 =0,8 см, И = = 1 Тл, и при хранении А< = 10! ионов точность стандарта частоты может составить Лтьгт< = 10 ". В качестве первого шага в реализации данной схемы недавно было проведено точное измерение интервала сверхтонкой структуры иона мМд+ ~1761. Используя пнтерференцнонный метод Рамзея, авторы [176) зарегистрировали резонанс с шириной Л«, равной всего лишь 0,012 Гц, что соответствовало добротности резонанса <7= 2,4 10". Еще более высокое значение добротности резонанса было получено Вайнлепдом и др.
)177] при измерении частоты микроволнового перехода в ионе 'Ве+. Достигнутое в этой работе снижение систематической погрешности частоты резонанса до значения 10 " по существу означает, что уже создан микроволновой стандарт частоты на холодных локализованных ионах, точность которого сравнима с точностью цезневых стандартов частоты. 9 12.2. Накопление и хранение холодных атомов в маюштиых ловушках Ряд интересных применений холодных атомов может быть основан на локализации и длительности храяения холодных атомов в магнитных ловушках ~851. Необходимые для локализации жми!нных атомов пеодпородныс магнитные ноля могут быть сознл<<ы в т<)ро<<;<йэ<! <<<<\ мзг<<пгнь<х ко<<югах <<<<<! гфе1н<ческих магнитных бутылках ~60). Ниже в качестве примера рассмотрены условия накопления и хранения холодных атомов !"<ча в тороидальном магнитном кольце.
199 12.2.1. Хранение атомов в торопдальной магнитной ловушке. Схема накопительной тороидальиой магнитной ловушки показана па рис. 12.2, а. В отой схеме шесть постоянных токов создают неоднородное магнитное поле, модуль которого возрастает от центра к периферии поперечного сечения тора пропорционально квадрату расстояния от осской липки, 1П(г) ! =П гlа', (12.6) где а — малый радиус тора, П,. — поле па поверхности тора.
Движение холодного атг~ма, пп;ксктпрованного в магнитное поло тороидальпой ловушки, за»пспт от оркснтацнп дппольного момента 1х атома по отношс»7 ппю к вшгтору Н. При антипараллельпых направлениях 1х и Н атом втягивается в центральную область тора, при параллельных направле- Оа 1 О -1 О,В 7лдИ(ЬЬГ Об 15 75 киях 7х и Н атом выталкивается из области магнитного поля (рис. 12.2, б).
В случае атомов "р(а в тороидальпой магнитной ловушке мо~ ут удс1ш<пваться только атомы, паходпп1иеся в основном состоянии зЯмз на подуровнях снерхтонкой структуры те=-1, тг — — — 1; lг = 2, т, = 2,1 (рис. 12.3). Наиболее слабая удерживающая сила действует на атомы, находящиеся в состоянии Г =1, т, = — 1, Для стабильной локализации атомов вблизи осевой линии тора 2ОО Рнс. 12.2. а — Схема торондального накопвтельвого магннтвого кольца: Л1, Л2, ЛЗ вЂ” лазерные лучи; Л вЂ” атомньп( пучок. Л вЂ” Снловыс лвнви магнитного поля в поперечном сечении накопительного кольца 1,б О -1 О 1 1'пс. 12Л. 'дпсргнл аз»ам»действия атом» кчм» с, магпнтным повем, нормнровапп»л на интервал сверхт»ньой структуры ЛИ' = = 1772 МГц необходимо выполнение двух основных условий.
Одним из них является условие значительного превышения глубины потенциальной имы рН„, иад средней кинетической энергией холодных атомов, двшкущихся поперек осевой линии тора. Другим необходимым условием является условие малосгп центробежного смещения атомов ио сравнению с величиной малого радиуса тора. Пологкигц что сродник кинетическая энергии движения холодных атомов в иоиерсчиои сечении тора соответствует эффективной температуре Т,„=!О'' !С Среднюю эиерпмо дани<ения атомов вдоль осевой линии тора положим иа порядок большей выбран соответствующую эффективную температуру равной Т, =10 "- 1С Здесь температура Т„выбрана близкой и предельному теоретическому:шачеиию, достижимому при радиационном охлаждении атомов. Температура /', выбрана ип порядок болгнпей вследствие того, что ипсктируемыо и ловушку атомы могут иметь отличную от нуля средшою скорость. При указанном выборе температур и при заданном отношении а=рН„,//гвТо первое условие позволяет определнть магнитное иоле па поверхности тора, Например, ири а = 20 Н„, = а (2/геТ/!0) = 600 Гс, (12Н) где р, — магпетои Бора.
Второе условие при заданном отношении р= р/1 //гвТ=2, дает ограничение па отношение Л/а. Записав ограничение и» центробежное смещение, р = а'/'рН « а, (12.8) можно, например, выбрать и/Н= 0,1. При разумном значении а=3 см большой радиус тора должен быть взят равным Л =30 см. Оценим теперь время локализации атомов в магнитной ловушке. Среди многих возможных причин, обусловливающих уход атомов из ловушки, можно выделить три основные. Ими являютси: коиечиьш размер области удерживающего поля (т. е. конечная величина потенциального барьера); столкновения с частицами остаточного газа; образование молекул ири двойных столкновениях.
Порван из этих пршши существует для ловушки любого типа. Вторая причина в известием смысле является технической и может быть устранена путем умепыпсния давления остаточного газа. Третья причина существует для всех атомов, кроме атомов водорода. Как известно, образование молекулы запрещено при двойном столкновении атомов водорода из-за отсутствия в молекуле Н, колебательно-вращательных переходов в основном состоянии.
По этой причине образование молекул П, возможно только ири тройных столкновениях. Для того чтобы оцепить < ко!пить утоли атомов за с ит конечной величины потенциального барьера, мы предположим, что распределение атомов является максвелл-больцмаповским вплоть до амплитуды колебаний, равной радиусу а. Тогда скорость ухода 201 атомов может быть оценена как произведение частоты колебаний ч иа вероятность Р того, что амплитуда колебаний атома превышает радиус а: Р =-я ехр( — р 1/„,ЯвТо) = !О-".
(12.9) Частота колеоаиий м равна л =(20,,11„,/ЛХа")и' = 2 НР с '. (12.10) Отсюда время ухода атомов за счет коиечиостн величины потенциального барьера тл =-(г/л)-' = 5 !О"' с. (!2.1!) Скорость ухода за счот столкновений с частицами остаточного газа, имеющими среднюю тепловую скорость и, определяется оцеш;ой 1/т,. = о„.и, и, (!2 12) где и,, — плотность остаточных частиц, о, — сечение столкиовеиий с виеипшми частицами. При о, =10 " см, и=10' см/с и и, = =3 10' см ' (ири давлении остаточного газа, разлом 10 " тор) время ухода за счет столкновений имеет порядок т,=3 10' с. Скорость ухода атомов за счет образования молекул зависит от плотности п атомов. Ни киюю оценку на соответствующее время жизни можно получить исходя из времеви двойного столкновения; 1/т,.
= о,иа, (12.13) где о, — газокииетпческое сечение, й — средняя скорость холодных атомов. Например, ири плотности и=10' см ', и скорости б= = 10' см/с, соответствующей температуре Т, =10 - !л, даипое время имеет порядок т„, = 10' с. Такилл образом, из приведенных оценок следует, что при достаточно слабых магнитных полях и сотни гаусс и умеренном давлении остаточного газа (иорядка !О " тор) время хранения холодных атомов в магиитиой ловуии о может составить несколько часов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
