1626435886-1cce6bde8b5ee3bdaa35d7367a651ad8 (844327), страница 43
Текст из файла (страница 43)
12.2.2. Иижеиция атомов в ловушку. Для иижекции атомов в мапштные ловуипги иаиболео подходящим является использование пучков медленных атомов, полученных замедлением теплового атомного пучка встречным лазерным лучом. Можно указать два основных ражипа иижекции холодных атолиш и ловуипгу. В поркам, иестациоиариом режиме пучок лледлеииых атомов направляется в ловушку при выключенном маюштном поле. После вк.почепия поля до максимального:шачеиин 11„, ловушка захватывает атомы, иаходившиося в момент включения ноля в области осевой линии тора.
В наннол~ режиме ловушка звхнатывв~ т небольшое число атомов. В другом режиме пакопительиая ловушка может работать непрерывно. В етом режиме иижекция атомов обеспечивается по- 202 средством замедления инжектируемого пучка атомов встречным лазерным излучением (см. рис. 12.2, а). Вследствие того, что уровни атома расщеплены в магнитном поле на ряд компонент, для замедления иижектируемых атомов доля>но исиоль:юваться многочастотное излучение, обеспечивающее циклическое взаимодействие атомов с излучением.
Максимальная стационарная илотность холодных атомов в магнитной ловушке будет зависеть от потока иижектируемых атомов >/ и от времени ухода атомов т. Например, при >) = 10" атом/с, т = 1 ч и обьеме, занятом атомами, равном В ж 10> см', стационарная итотиость и = (/т/Г ж = 3 10" атом/см". Следует отметить, что роль магнитной ловушки не ограничивается только удержанием атомов при температурах инжектируемого пучка. Если облучать атомы, циркулирующие в ловушке, встречными световыми лучами, их температура может быть уменьшена до минимального значения, равного примерно Ъ7//гв.
Для такого нределшюго охлаждения атомы следует облучать многочастотными световыми луча>>и. Частоты лучей должны быть смещены относительно частот атомных иереходов в красную сторону на величину 7. Для атомов '>>та предельная температура может составить 3,4 10-' 11. $ 12.3. Оптические стандарты частоты В последнее десятилетие основным направлением развития стандартов частоты оптическо>о диапазона являлось использование лэмбовского провала в нелинейно-поглощающих молекулярных ячейках (1151. Этот подход привел к кардинальному улучшению стабильности и воспроизводимости частоты в оптической области спектра. В частности, в случае Не — >те/СН> стандарта частоты Л = 3,39 мкм достигнуты значении стабильности и воспроизводимости чистоты соответственно 1 10 " и 5 10 '"' 1178, 179).
Вместе с тем дальнейшее иовьииение точности оптических стаидартоп частоты ограничено такими фундаментальными причинами как квадратичный эффект Доилера и пролетное уширепие. Для то>о чтобы умевьишть роль этих эффектов, необходимо использовать поглощающие частицы (атомы, молекулы) с низкой температурой трансляционного движения. Представление о малости требуемой температуры частиц х>ожет быть получоио иа иримеро перехода с длииои волны Л= 3,3>0 мкм в молекуле СП;.
Для умеиьпсения с>ишга частоты за счет квадратичного эффекта Доилера до относительной величины бт/т = 10 '"' необходимо понизить температуру до значения Т = — ' —, — -- 0.,17 К, л ((2. 1'>) а для уменьшения пролетного уишрения до относительной пели- чины ь>т/т = 10 " ири диаметре светового луча >1 =1 см требуется 203 понизить температуру частиц до значения Мт<!< ц,г в (12.15) Такое пизш>с температуры шплощак>щих частиц, естественно, ио могут быть и<>лу <сны стандартными методами криогенной техпиш<. Однако квк привсдспиьш вы>ис, так и более низкие температуры и< гут <>ьпъ росли.шкапы ири охлв>кдгиии атомов в магнитных лову>пках и при охлаждении ионов в электромагнитных ш>ву>икал.
Пижг рассмотрены иеьоторыо осшиппости оптических стандартов частоты, исиользу>ощих в качестве рабочих объектов холодные локалижшзпиыг атомы п ионы. 12.3.!. Кванте>иле стандарты частоты иа холодных локализованных ат<о<ах. Рассмотрим параметры, которые может иметь стандарт частоты, псиользу<о>цпп в ка иствс репсриого резонанса лэмоовскпй ирова.< па иптсркомбииациоппом переходе атомов М8. Предположим. что ато»ы магния локализованы в тороидальиой магнитной;»вупи;с. П качество перехода, используемого дчя охлаждения, в атомах Мб может быть выораи разрешенный дипольпый переход 3<> 'Я, — ЗвЗР 'Р, (Х = 2852 А).
Естественная полуширпиа липин электрического дипольиого перехода 3'Я. — УР„раппа 7 = 40 МГц. Интенсивность насыщения данного перехода раппа !в =0,44 !1т!ем<. Предельная температура локвл<иокаппых в магш>тпой ловушко атомов Мя при частотах лазерных лучей ы,=ы„— 7 и интенсивностях 7< К1, ранна Т, = 2. 10 ' К. При данной температуре доплеровская ширина линии электрического дппольного перехода равна (г< = =. 100 кГц) Ло> = 7(4Л/57)'>' ж 4 Мгц. (12 16) Естественная иолуширипа ливии рсиорно<'о интеркомбнна»ионного перехода с длиной волны ><» = 4571 А равна 7„ = 35 Гц.
Доилср<шскзя полупшрипа линии репсрпого иорохода при Т = Т, раина Лы~> — — Л<'>и) >7 .= 3> М Г». (12.17) Для того чтооы оцоиить достшкиму>о стациоиариуго плотность а>оз>ов и >про»дальной ма> иитпои ловушке, сразу отметим, что кроме укизапиых вы>ис трех основных врсмсп ухода атомов из ловуп<ки, в случае в>омов Мд> сщс одним каналом ухода атомов является распад сост<>нш>и ЗаЗр'Р> в состоянии ЗаЗР>Р>,> м Такой пгрсги>д во:пшкаст при возбуждения атомов световыми волнами, испо;>ьзуемымп д:и< охлаждения атомов, Этот переход заире>»си квк щпчмрпчсскии дипольиый, элсктричсския квадрупольпыи, ми> потно ди>к>.<ьпыо, и магнитно-квндру>нсп пый ) !80>з.
Оценка промоин жизни атома по отпошошпо к переходу 'Р, — 'Р... даст:шачсипс т, ) 10> с !'180!. Из сравнения этого времени с временами (!2.!1) — (12.!3) следует, что при температуре Т, = 204 = 2 10-' К и магнитной лоиуии е может поддерживаться стационарная плотность атомов па уровне 10" атом/см'.
Поскольку частоты колебаний атома поперек осевой линии тора» = 30 Гц в диа раза меиыно естественной шприцы липин реиериого перехода 2та, =/70 Гц, а доплеровская ширина линии Лыо = 3 МГц в 10" раз превьппаст естсственну1о ширину липин, то реперные резонанс па пптеркомбпнационном переходе может быть получен методамн нелинейной лазерной спектроскопии. Вследствие низкой плотности холодных атомов для регистрации реперного резонанса наиболее подходящим является наблюдение лэмбовского провала в зависимости интенсивности флюоресценцин холодпых атомов от частоты возбуисдагощего сетового поля.
В качестве последнего должна быть использована стоячая волна лазерного излучения (рис. 12.4). Основной вклад в ширину и полов!ение узкого реперпого резонанса дают столкновения, пролетиый эффект, квадратичный эффект Доплера и неоднородность магнитного поля. Рис. 12.»и Схема регистраций Столкповительпое уширение резо- у»в»ге Гсз»и»ис» е плотности панса на ннтеркомбинацнонном пе- »»йужлсши»х интиц: т — л»- реходе при и = 10" см ' и Т = Т, есв,'.'мс.лучи' 2 — еезйуислесиый»йъси локализованных имеет порядок 10 ' Гц (прн констап- »„'еиеи. ', „,",„'„', фл,ее' те столкновительного уширения ресцеиции 10' Гц/тор для комнатной температуры !181!). Пролетное уширение при Т Т, (средняя скорость йи»10' см/с и длине 1=1 см флюоресцирующей области вдоль осевой линии тора имеет порядок Ьт» = =й/2п)ж 10 Гц. Квадратичный эффект Доплсра дает сдвиг резонанса на величину бис = 10 ' Гц.
Наиболее значптельпьш вклад в шприцу и полоиеение реаопапса дает неоднородное магнитное поле. Для уменыпенпя этого вклада размер флюоресцирующей области поперек осевой линии тора должен быть выбран существенно меньшим, чем малый радиус атомного ансамбля. Так, если считать, что зеемановское ушнреппе и сдвиг резонанса пе должны превьппать величину естественной ширины липин т», то ноперсчньш размер ф:поорссцпрусощей области должен быть ограничен величиной Ьг» = а(уг(»/!0П,,) "" = 10 'и = 3 10 ' см.
Прп малом радиусе атомного ансамбли, равном и =(2/гвТо/ЛХт') "' = а/Уа = 1 слц (12.19) полное число флюоресцирующих атомов, находящихся в области 20» объемом 2я'/!Лгьь равно Л'„= пГ(Лг„/г) = 3 10'. (12.20) Непосредственно в сигнал флюоресцеиции, наблюдаемый из области длпший 1, дают вклад атомы, количество которых и ловушках равно ЛХе = Ю„!//7 = 10'.
(12.21) Такое количество атомов дает в телесньш угол, равный бя стерадиан, поток фотонов /в = ЛЛ'вув (ув/Ло4) 10' фотоп,'с, (12. 22) достаточный для надежной регистрации узкого реперного резонанса. При относительной точности настройки на центр резонанса ~ = 10 ' нестабильность частоты оптического стандарта на основе холодных локализованных атомов М3 согласно приведенным вылив оцшп ам может иметь значоипе с7„/ц, = 10 "'. Для получения такой же восироп:шодпмости частоты магнитное ноле должно быть ствбилизпровано с относительной точностью до 10 '.
12.3.2. Квантовые стандарты частоты иа холодных локализованных ионах. При использовании в качестве реперпых оптических переходов в холодных локализованных ионах возможны две основные схемы стандартов частоты. Одна пз пих основана на наблюдении однофотонного резонанса поглощения, который в случае локализованных ионов имеет ширину, определяемую естественным ушпрением спектральной линии !182, 183]. Другая — на наблюдения двухфотонного резонанса без доплеровского ушнрення, Некоторые оценки второй схемы стандарта были даны в [175) на примере попов мП3+, локализованных в ловушке Пеннинга.
Согласно (175) резонанс двухфотоппого поглощения может наблюдаться на переходе между каким-либо магнитным подуровнем основного состояния Яи, и подуровнем возбугкдекного состояния 'йчг. Длина полны пробного лазерного излучения должна составлять 503,2 им. Поскольку в ловушке Пеиинпга используется магнитное поле, то в качестве рабочих следует выбирать мапштные подуровни, для которых отсутствует линейный эффект Веемана, Времена жизни иодуровиеи возбужденного состояния равны 0.1! с.
Соответственно, добротности оптических резонансов равны () = 7 б 10". Результаты расчета стабильности и воспроизводимости частоты показали, что точность оптического стандарта на холодных локализованных попах 'пНд+ мол'ет составить Лт/т = 10 ". Такая точность достигается в случае, когда число храшгмых ионов Л' = 10' н интенсивность пробного лазерного излучения / = = 2.1 Вт/см'. Отметим также, что кроме холодных локализованных атомных частиц, дли оптических стандартов частоты представляют интерес 206 также пучки медленных частиц. В частности, применение медленных атомных пучков может существенно уменьптить пролетное ушпрение оптических резонансов Рамзея в пространственно разнесенных полях 1181, 1851.
ч 12Л. Эксперименты с единичпымп атомами Наряду с рассмотренными выше возможностями применения холодяых атомов в прецизионной спектроскопии значительный интерес представляет использование лазерного охлаждения в зкспериментах с единичными атомами. Одним пз интересных направлений является пспользованпе лазерного охлаясдения в схемах детектирования единичных атомов. Здесь существуют два способа увеличения селективностп детектирования 11801.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
