Ориентационные световые сдвиги частоты СВЧ радиооптического резонанса в парах щелочных металлов с селективной оптической накачкой тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.03, кандидат наук Баранов Алексей Анатольевич

• Баранов Алексей Анатольевич
• кандидат наук
• 2016

Оглавление диссертации кандидат наук Баранов Алексей Анатольевич

Оглавление

Введение

Глава 1. Состояние вопроса и постановка задачи

1.1 Физические основы метода двойного радиооптического резонанса

1.2 Применение ДРОР в квантовой магнитометрии и технике атомных стандартов частоты

1.3 Способы подавления светового сдвига частоты ДРОР

1.4 Обоснование постановки задачи исследования

Глава 2. Анализ световых сдвигов частоты радиооптического резонанса в парах щелочных металлов с оптической накачкой

2.1 Уравнение Шрёдингера. Оператор светового сдвига. Поглощение и сдвиг уровней

2.2 Спектральный отклик штарковского смещения энергетических подуровней щелочных атомов

2.3 Световой сдвиг энергетических подуровней щелочных атомов в условиях ламповой накачки с изотопическим фильтром

2.4 Световой сдвиг энергетических подуровней щелочных атомов в условиях лазерной накачки

Глава 3. Результаты экспериментального исследования ориентационного и светового сдвига частоты радиооптического резонанса

3.1 Экспериментальная техника исследования светового сдвига частоты радиооптического резонанса

3.2 Описание макета экспериментальной установки с ламповой накачкой

3.3 Результаты исследований светового сдвига в условиях ламповой оптической накачки паров рубидия с использованием изотопического фильтра

3.4 Результаты исследований светового сдвига в макете с лазерной оптической

накачка паров рубидия

3.5 Методика эксперимента и результаты исследований светового сдвига в макете системы двух квантовых магнитометров с лазерной оптической накачкой паров рубидия

Глава 4. Способы подавления ориентационного сдвига частоты СВЧ резонанса в атомах щелочных металлов с лазерной накачкой

4.1 Модуляционная методика подавления светового сдвига частоты радиооптического резонанса

4.2 О компенсации светового сдвига частоты радиооптического СВЧ краевого резонанса в щелочных атомах с лазерной накачкой

Заключение

Список литературы

Перечень сокращений и условных обозначений

Приложение А

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Ориентационные световые сдвиги частоты СВЧ радиооптического резонанса в парах щелочных металлов с селективной оптической накачкой»

Введение

Актуальность и степень разработанности темы исследования. Световой сдвиг энергетических подуровней, вызванный взаимодействием атомов с электромагнитным полем накачки, является одним из основных источников погрешности прецизионных измерительных устройств квантовой электроники [1, 2, 3]. К таким устройствам, в частности, относятся стандарты частоты и магнитометры с оптической накачкой, основным рабочим веществом которых являются атомы щелочных металлов. В основе принципа работы подобных устройств лежит метод двойного радиооптического резонанса, заключающегося в одновременном воздействии на рабочий материал двух электромагнитных полей - оптического диапазона, создающего оптическую ориентацию атомов, и зондирующего поля радиодиапазона. Данный метод получил широкое распространение после открытия А. Кастлером эффекта оптической накачки [4] и изобретения Ф. Биттером оптического детектирования магнитного резонанса [5].

К методам двойного радиоптического резонанса можно также отнести, так называемую, «лямбда» схему, когда два подуровня основного состояния связаны с общим возбуждённым уровнем двумя когерентными полями оптического диапазона, разность частот которых лежит в радиодиапазоне. В этом случае, непосредственного взаимодействия радиочастотного поля с рабочим веществом не происходит.

Применительно к технике квантовых стандартов частоты и магнитометров данный эффект более известен как когерентное пленение населенности (КПН). Впервые это явление наблюдалось в работе [1], в 1976 году, как резкое уменьшение интенсивности света флюоресценции в эксперименте с оптической накачкой атомов натрия. Вдоль направления света прикладывалось неоднородное магнитное поле, в результате чего, отсутствие поглощения наблюдалось на небольшом участке рабочей ячейки в виде темной линии на фоне флуоресценции. Отсюда появилось другое название этому эффекту - тёмный резонанс.

Дальнейшие исследования в этой области позволили решить целый ряд задач по миниатюризации конструкции квантовых приборов, в основном, за счет отказа от СВЧ-резонатора, открывая новые перспективы их применения как в военных, так и в гражданских целях: на автономных объектах, беспилотных летательных аппаратах и спутниках, в местах, где синхронизация по внешнему высокостабильному сигналу не представляется возможной.

Разработка таких устройств и фундаментальные исследования вызвали интерес к лазерным источникам накачки, имеющих достоинства высокого к.п.д. преобразования энергии и гибкости управления их спектральным составом. Стабилизация параметров лазерного излучения является одной из основных задач данного направления, поскольку любые флуктуации температуры и тока источника влекут за собой изменение интенсивности, частоты и моды излучения, что неизбежно приводит к возникновению светового сдвига в квантовых устройствах. Проблема сохранения поляризации лазером [7, 8] особенно ярко проявляется в экспериментах с циркулярно-поляризованным светом, как например, в атомных часах на краевом резонансе [9, 14], в которых из соображений увеличения контраста линии поглощения применяется указанный тип оптического возбуждения щелочных атомов.

Конкретный выбор рабочего вещества в квантовых устройствах определяется областью их использования. Так, например, в квантовой магнитометрии предпочтение отдается изотопам калия, отличительная особенность которых проявляется в существенной неэквидистантности магнитных подуровней в геомагнитном поле. Это позволяет выделить сверхузкие линии магнитного резонанса и использовать их для точных измерений внешнего магнитного поля и его вариаций. В технике атомных стандартов частоты традиционно используются изотопы цезия и рубидия.

Теория световых сдвигов, изложенная в фундаментальной работе В. Хаппера [10], показывает, что наблюдаемый в экспериментах с парами щелочных атомов световой сдвиг частоты радиооптического резонанса содержит в своем составе три компоненты - скалярную, векторную и тензорную, весовой

вклад которых зависит от спектрального состава источника накачки и определяется типом магнитодипольного перехода в основном состоянии щелочного атома. Применительно к атомным стандартам частоты с оптической накачкой, скалярная и тензорная компоненты светового сдвига наблюдаются на СВЧ магнитодипольных переходах между состояниями сверхтонкой структуры с разными значениями квантового числа F, характеризующего полный момент атома. Векторная и тензорная компоненты светового сдвига проявляются в квантовых магнитометрах, работающих на частоте зеемановских переходов между соседними магнитными подуровнями основного состояния щелочных атомов в условиях действия циркулярно-поляризованного света накачки. Скалярная компонента светового сдвига Ду0 не зависит от определяемого углом 0 ориентации вектора магнитного поля относительно направления света накачки, в то время как для тензорной компоненты ДуТ подобная зависимость имеет место, что накладывает жесткие требования фиксации этого угла в случае, когда значения ДуТ и Ду0 оказываются соизмеримы по величине.

Подобная ситуация типична для варианта ламповой оптической накачки паров рубидия спектральной компонентой D1 - линии головного дублета, где

87

расщепление возбужденного состояния для атомов Rb превышает ширину линии поглощения и обеспечивает ведущую роль тензорной компоненты в интегральном световом сдвиге частоты радиооптического резонанса и, как следствие -ориентационную зависимость частоты наблюдаемого резонанса.

Проблема светового сдвига при использовании лазерных источников накачки решена путём частотной модуляции линии излучения лазера относительно линии атомного перехода [11]. Однако, как это показано в настоящей диссертации, нулевые значения светового и ориентационного сдвигов частоты достигаются при различных значениях расстройки частоты лазера, вне зависимости от типа щелочного атома и номера D-линии головного дублета. При

85

этом, ориентационная погрешность для линии D2 в изотопе Rb оказывается на

87

порядок меньше, чем в атомах ЯЬ и значительно меньше в сравнении с ориентационной погрешностью обоих изотопов при оптической накачке линией

Di. Этот результат имеет определенное значение при технической реализации эффекта КПН [12], где из соображений усиления контраста резонанса отдают предпочтение лазерной накачке паров рубидия и цезия на оптических переходах D1-линии, что, в свою очередь, неизбежно, должно приводить к проблемам ориентационной погрешности устройства.

При разработке малогабаритных атомных часов с лазерной накачкой возникает проблема минимизации ширины линии наблюдаемого резонанса, поскольку миниатюризация конструкции требует увеличения плотности рабочего вещества для получения достаточно надежного сигнала. Оригинальный способ борьбы со спинобменным уширением линии рабочего перехода предложен в работе [14], описывающей, так называемый, краевой магнитозависимый радиооптический резонанс. Однако, несмотря на существенный выигрыш в факторе качества подобного сигнала в сравнении с традиционным на 0-0 переходе, авторы работы совершенно игнорируют вопрос о неизбежном ориентационном сдвиге частоты, который усугубляется присутствием векторной компоненты светового сдвига.

Важной задачей при разработке малогабаритных атомных часов является улучшение их долговременной стабильности (при времени усреднения данных порядка сотни секунд, соответствующих, так называемому, фликкерному потолку [13, 1]. Актуальность решения этой задачи следует из необходимости модернизации подобных устройств, применяемых в дальней космической связи, а также телекоммуникационной аппаратуре систем GPS и ГЛОНАСС. В диссертационной работе впервые обращено внимание на возможность увеличения долговременной стабильности малогабаритных атомных часов на краевом резонансе. В отличие от варианта аналогичного устройства [14], где использовалась камера поглощения с повышенным давлением буферного газа, экспериментальные результаты, описываемые ниже, были получены на малогабаритной ячейке с полиэтиленовым покрытием. Равно как и использование буферного газа, применение таких покрытий позволяет, как известно, существенно уменьшить эффект релаксации атомов щелочного металла при их

столкновении со стенками рабочей ячейки. Однако, в отличие от [14], в ячейках с покрытием отсутствует эффект переориентации атомов в возбужденном состоянии, причем отклик рабочего вещества на монохроматическое воздействие излучения накачки оказывается сосредоточенным в сравнительно узком спектральном диапазоне. Эта особенность ячеек с покрытием играет существенную роль в динамике светового сдвига частоты радиооптического резонанса в щелочных парах при вариациях параметров излучения лазера накачки, что являлось объектом исследований в настоящей диссертационной работе.

Целью работы являлось изучение ориентационного светового сдвига частоты СВЧ радиооптического резонанса в парах щелочных металлов и возможности его минимизации в различных режимах оптической накачки ламповыми и лазерными источниками.

Поставленная цель диссертационной работы достигалась при решении следующих основных задач:

- аналитическое исследование спектрального отклика атомов щелочных металлов на воздействие поля накачки, создаваемого ламповым и лазерным источником в различных вариантах сверхтонкой оптической накачки (использование изотопического фильтра в парах рубидия, применение антирелаксационных покрытий и буферного газа в камере поглощения, оптическая ориентация атомов щелочного металла циркулярно поляризованным излучением спектрального источника);

- экспериментальная апробация полученных результатов применительно к

87

парам ЯЬ в условиях селективной лазерной накачки, а также в режиме изотопической фильтрации света накачки от лампового источника;

- выработка рекомендаций по оптимизации режимов оптической накачки в щелочной среде, позволяющих снизить долговременную нестабильность частоты квантовых дискриминаторов.

Научная новизна. В работе впервые обнаружена и исследована ориентационная составляющая светового сдвига в атомных дискриминаторах на

парах щелочных металлов, практикуемых в технике квантовых стандартов частоты. Так, например, несмотря на относительно слабую зависимость частоты 0-0 перехода от абсолютного значения внешнего магнитного поля, требование обеспечения постоянства угла 0 между направлением света накачки и вектором внешнего магнитного поля оказывается абсолютно необходимым в условиях использования квантового дискриминатора на движущихся и вращающихся носителях. Достаточно сказать, что в условиях ламповой оптической накачки паров рубидия с изотопическим фильтром, вариация угла 0 всего лишь в один

градус приводит к такому же относительному смещению резонансной частоты

12

(10- ), что и 30% изменение рабочего магнитного поля напряженностью 0.8 А/м. При использовании лазерных источников накачки, как показано в настоящей работе, удаётся реализовать нулевые значения светового и ориентационного сдвигов частоты рабочего перехода, но при различных значениях расстройки частоты лазера, вне зависимости от типа щелочного атома и номера Э-линии головного дублета. В этом случае, ориентационная погрешность для линии в

85 87

изотопе ЯЬ оказывается на порядок меньше, чем в атомах ЯЬ и значительно меньше в сравнении с ориентационной погрешностью обоих изотопов при оптической накачке линией Э1. Использование модуляционной методики частотного сканирования лазерного источника позволяет в значительной степени ослабить не только световой, но и ориентационный сдвиг частоты квантового дискриминатора.

Практическая значимость. Результаты проведённых в диссертационной работе исследований позволяют сделать вывод, что стабильность частоты квантового дискриминатора радикальным образом зависит от ориентации вектора рабочего магнитного поля, относительно оптической оси устройства, причем это высказывание справедливо как для краевого, так и для магнитонезависимого 0-0 перехода в парах щелочных металлов. Таким образом, требование обеспечения постоянства этого угла является абсолютно необходимым в условиях работы квантового дискриминатора вне стационарных объектов.

Достоверность результатов, полученных в диссертационной работе, подтверждается использованием общеизвестных, апробированных и обоснованных физических методов. Достоверность экспериментальных данных подтверждается использованием современного высококлассного оборудования. Результаты эксперимента согласуются с аналитическими исследованиями, а также с данными других исследователей.

Основные положения, выносимые на защиту.

87

1. В условиях лазерной оптической накачки паров Rb D2-линией головного дублета, ориентационный сдвиг частоты радиооптического СВЧ резонанса на 0-0 переходе между подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния атомов существенно превышает его значение, наблюдаемое при той же мощности света накачки лампового источника.

2. При использовании изотопического фильтра минимум ориентационного и светового сдвига частоты радиооптического СВЧ резонанса на 0-0 переходе в

87

парах Rb достигается при различных спектрах накачки лампового источника.

3. Абсолютные значения ориентационного светового сдвига радиооптического

Я7 ОС 1 -5 -5

СВЧ резонанса на 0-0 переходе в щелочных парах Rb , Rb и Cs зависят от величины разрешения энергоструктуры возбуждённого состояния атомов и пропорциональны значению ядерного спина щелочного изотопа.

4. Введение модуляции частоты лазера накачки позволяет подбором индекса и частоты модуляции осуществить одновременное онуление значений светового и ориентационного сдвигов частоты радиооптического СВЧ резонанса.

87

5. При лазерной оптической ориентации паров Rb D2-линией головного

дублета векторная компонента, может быть скомпенсирована скалярной

+

составляющей светового сдвига при g поляризации света накачки. Апробация результатов работы. Материалы диссертационной работы были доложены на следующих международных конференциях:

1. Международный симпозиум по вопросам частоты, Новый Орлеан, США, 2016 (IEEE International Freque^y Control Symposium 2016, New Orleans, Louisiana, USA, 2016).

2. 12-ая международная школа-конференция "Spinus 2015 - Магнитный резонанс и его приложения", Санкт-Петербург, 2015, ноябрь.

3. Восьмой симпозиум по вопросам стандартов частоты и метрологии, Потсдам, Германия, 2015 (8th Symposium on freque^y standards and metrology, Potsdam, Germany).

4. Европейский форум по вопросам частоты и времени, Невшатель, Швейцария, 2014 (European Freque^y and Time Forum EFTF, Ne^hatel, Switzerland, 2014).

5. Объединённый американо-европейский симпозиум по контролю частоты и времени, Прага, Чешская республика, 2013 (Joint IEEE International Freque^y Control Symposium and European Freque^y Time Forum, Prague. Che^ Republik 2013).

6. Европейский форум по вопросам частоты и времени, Гётеборг, Швеция, 2012 (European Freque^y and Time Forum EFTF, Gothenburg, Sweden, 2012).

7. VII Международная конференция «Фундаментальные проблемы оптики» (ФПО - 2012), Санкт-Петербург, Россия.

8. Объединённый американо-европейский симпозиум по контролю частоты и времени, Сан-Франциско, Калифорния, США, 2011 (Joint Confere^e of the IEEE International Freque^y ^пто! Symposium and European Freque^y and Time Forum 2011, San Frantis^, California, USA).

9. 40-ая международная научно-практическая конференция «НЕДЕЛЯ НАУКИ СПбГПУ», 2011.

10.39-ая международная научно-практическая конференция «НЕДЕЛЯ НАУКИ СПбГПУ», 2010.

11.38-ая международная научно-практическая конференция «НЕДЕЛЯ НАУКИ СПбГПУ», 2009.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 18 научных работ, в т.ч.: 7 статей в рецензируемых научных журналах и изданиях, из них 7 статей в научных журналах и изданиях, рекомендуемых ВАК РФ, 8 статей по теме проведенного исследования в других журналах и материалах российских и международных научно-технических конференций, 3 патента на различные изобретения.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырёх глав, заключения, одного приложения и списка цитируемой литературы из 73 наименований. Материалы работы изложены на 119 страницах, включая 27 рисунков, 1 таблицу.

ГЛАВА 1. СОСТОЯНИЕ ВОПРОСА И ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ 1.1 Физические основы метода двойного радиооптического резонанса

В начале пятидесятых годов прошлого века эффект радиооптического резонанса в основном состоянии атомов был впервые экспериментально исследован на парах натрия и атомах ртути в работах французских коллег из ENS de Paris (Высшая Нормальная Школа, Париж) [15]. После выхода этих первых работ начались широкие исследования по оптической накачке различных веществ, открывшие новое направление в современной физике, как в фундаментальных задачах, так и в иных приложениях.

Суть явления радиооптического резонанса заключается в избирательном воздействии на ансамбль атомов резонансного излучения, инициирующего электродипольные и магнитодипольные переходы между атомными подуровнями основного и возбужденного состояний. Действие оптического излучения с последующим спонтанным распадом возбуждённого состояния приводит к перераспределению населённостей энергетических подуровней основного состояния, что проявляется в создании макроскопического магнитного момента, ориентированного вдоль света накачки. Любое изменение полученного таким образом распределения населённостей, вызванное, например, радиочастотным полем с частотой магнитного резонанса основного состояния атомов, приводит к изменению поглощения резонансного излучения атомным ансамблем. Чувствительность метода оказывается чрезвычайно высокой, поскольку сигнал радиооптического резонанса фиксируется по изменению числа оптических фотонов, энергия которых на много порядков превышает энергию «фотонов» радиодиапазона. Эта особенность метода нашла своё прикладное воплощение в целом ряде исследований тонких физических процессов, связанных, например, с изучением сечений спинового обмена и констант релаксации, межатомных столкновений, квадрупольных моментов атомов, а также при создании прецизионных квантовых устройств с оптической накачкой, таких как частотные

преобразователи автоматизированных систем контроля и управления [16], ядерные гироскопы [19, 20], квантовые магнитометры [13, 21], а также образцовые меры частоты [1, 22].

Процесс оптической накачки можно продемонстрировать на примере оптической ориентации [17, 18] с помощью циркулярно-поляризованного света, позволяющего создать неравновесное распределение населенностей смежных

подуровней магнитного расщепления. На Рисунок 1.1 представлена схема

2 2 подуровней основного 81/2 состояния и первого возбужденного Р1/2 состояний

атома щелочного металла со спином ядра I =3/2. Оба состояния расщеплены на

два сверхтонких подуровня с полными значениями углового момента F , равными

1 и 2, каждый из которых, в свою очередь, расщепляется на ряд

квазиэквидистантных подуровней с различными значениями магнитного числа

тр от -Р до +F. На рисунке кружками обозначены магнитные подуровни СТС,

причем состояния, относящиеся к одному сверхтонкому подуровню, изображены

кружками на одном горизонтальном уровне (этому соответствует ничтожно малое

различие в земном магнитном поле энергии магнитных подуровней по сравнению

со сверхтонким расщеплением). Состояния с одним числом тр расположены на

одной вертикали. Оптическим переходам с изменением тр на +1 соответствуют

наклонные стрелки на диаграмме. Это, так называемые, о-переходы, которые

индуцируются с помощью циркулярно-поляризованного света, направленного

вдоль магнитного поля. Цифры около стрелок соответствуют относительным

вероятностям переходов. Из схемы (Рисунок 1.1) видно направление процесса

накачки: один из подуровней основного состояния, а именно, имеющий полный

угловой момент Р=2 и тр =+2 не возбуждается светом. Поэтому атомы,

возбуждаемые с остальных подуровней и, в результате спонтанного излучения,

возвращающиеся обратно на все подуровни основного состояния, постепенно

скапливаются на не возбуждаемом подуровне. Этому противостоят процессы

термической релаксации, которые могут быть достаточно медленными, по

сравнению с процессом оптической накачки. В результате, устанавливается

неравновесное распределение населённостей по подуровням основного состояния

с максимальным заселением подуровня Б=2, шР=+2. При этом поглощение света накачки снизится, по сравнению с начальным значением. Возбуждение магнитного резонанса между подуровнями шР=2 и шР=1 приведет к выравниванию их населённостей и к увеличению поглощения света накачки, что можно эффективно использовать для регистрации магнитного резонанса.

Рисунок 1.1 - Схема оптических переходов в линии Б] щелочного атома с ядерным спином I =3/2, иллюстрирующая процесс оптической ориентации циркулярно поляризованным светом.

При радиооптическом резонансе величина поглощения света при накачке традиционными ламповыми источниками, обычно не превышает единиц процента от интегральной интенсивности на фоточувствительном элементе, что существенно затрудняет регистрацию магнитодипольных переходов. В эксперименте для повышения отношения сигнал-шум применяется модуляционная методика, согласно которой осуществляется низкочастотная модуляция резонансного радиополя с последующим синхронным детектировании полезного сигнала.

Рисунок 1.2 - Принцип действия модуляционной методики детектирования сигнала

ДРОР.

При точной настройке радиополя на частоту атомного перехода, на фотодетекторе регистрируется сигнал поглощения интенсивности света на удвоенной частоте модуляции, так как частота радиополя дважды за период проходит резонансное значение (Рисунок 1.3).

л

Время наблюдения, у. е.

Рисунок 1.3 - Эскиз типичного сигнала ДРОР, наблюдаемого на фотодетекторе.

При отстройке частоты радиополя от резонансного значения, в спектре регистрируемого сигнала появляется гармоника на частоте модуляции. Её фаза изменяется на 180 градусов при отстройке в область меньших или больших частот относительно атомного перехода (Рисунок 1.2). Это обстоятельство повсеместно используется в технике квантовых стандартов и магнитометров для реализации петли фазовой автоподстройки частоты радиополя в резонансное значение.

Помимо рассмотренного выше способа накачки циркулярно-поляризованным светом в щелочных атомах возможно создание неравновесной разности населённостей в основном состоянии при помощи, так называемой, селективной накачки неполяризованным светом. В этом случае, неполяризованный свет воздействует только на один из подуровней сверхтонкой структуры, и в результате выполнения правила отбора АБ=±1, происходит перекачивание атомов на другой подуровень сверхтонкой структуры, а магнитные подуровни заселяются равновероятно. Намагниченность паров, при этом, отсутствует. Такой метод оптической накачки применяется, преимущественно, в КСЧ, где в качестве «эталонного» используется магнитонезависимый переход между магнитными подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния с проекциями магнитного момента шР=0. Избирательность оптической накачки обычно реализуется либо за счет использования узкополосных лазеров, ширина линии которых значительно меньше расщепления сверхтонкой структуры, либо при помощи изотопической фильтрации света спектральной лампы.

На практике, сверхтонкие компоненты Э-линий в спектре излучения щелочных атомов имеют примерно одинаковую интенсивность, таким образом, если не принять специальных мер, накачка таким излучением не приведет к изменению разности населенностей подуровней с шР=0.

Чтобы увеличить разность населенностей, нужно воздействовать с помощью оптической накачки на атомы, находящиеся лишь на одном из двух рабочих уровней. Например, свет должен воздействовать на подуровни с Б=1+1, не влияя на подуровни с Б=1-1, где I - полный механический момент электронной

оболочки. В то же время, спонтанное испускание фотонов будет с равной вероятностью приводить эти атомы в состояния с Б=1+1 и Б=1-1. Такой цикл поглощения и излучения при многократном повторении и большом времени релаксации приведёт к увеличению населённости всех состояний с Б=1-1 за счёт состояния с Б=1+1, т.е. к увеличению разности населённостей подуровней 0-0 перехода. Подобную накачку можно осуществить, подбирая источник, в излучении которого содержится спектральная линия, совпадающая по частоте с одной из сверхтонких компонент Э-линии излучения рабочего щелочного элемента. В частном случае, можно воспользоваться совпадением частот некоторых спектральных линий изотопов. Другим способом выделения спектральной линии, необходимой для эффективной накачки, является использование резонансных фильтров с парами щелочного элемента или интерференционных фильтров [23].

Лучшее совпадение некоторых сверхтонких компонент можно получить при использовании изотопов. Но даже в этом случае, вследствие неточного равенства частот спектральных компонент, нецелесообразно использовать лампу с парами одного изотопа для накачки паров другого изотопа. Более эффективную

87

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Баранов Алексей Анатольевич, 2016 год

- -

------

; --------- -г"' .

■

-500 -400 -300 -200 -]00 (I 101) 200 300 -100 500

Отстройка частоты лазера. МГц

А

Б

Рисунок 4.1 - Зависимости светового (А) и ориентационного (Б) сдвига частоты резонанса на

87 „ и

Бё=2 переходе в атомах ЯЬ . в условиях лазерной накачки линиями Л1 и Б2 с подуровней сверхтонкой структуры основного состояния атомов с полным моментом Г = 2

Примеры расчётных зависимостей ориентационного сдвига для изотопа

85

рубидия Rb при различных индексах модуляции частоты лазерного источника для линий накачки и В2 представлены на Рисунок 4.2. Соответствующие этим трёхмерным графикам контурные диаграммы приведены в приложении А (Рисунок А.2).

Сводные данные крутизны зависимостей ориентационного и светового сдвигов для щелочных атомов при расстройках частоты накачки лазера, соответствующих нулевым значениям ориентационного и светового сдвигов указаны в таблице А.1, приложение А.

Б

Рисунок 4.2 - Ориентационный сдвиг частоты атомного перехода для изотопа рубидия

85 „

ЯЬ при различных индексах модуляции частоты лазерного источника для линий накачки 01

(А) и Б2 (Б).

Анализ представленных зависимостей и данные таблицы А.1 позволяют сделать следующие выводы.

Введение модуляции частоты лазера накачки, вследствие модификации его спектра, позволяет значительно уменьшить как величину, так и крутизну зависимостей светового и ориентационного сдвигов в функции расстройки частоты лазера. При одинаковых индексах модуляции эффект ослабления светового и ориентационного сдвигов проявляется в различной степени в зависимости от величины ядерного спина щелочного атома, значения его полного момента в основном состоянии и выбора спектральной линии накачки. Подбором соответствующего индекса и частоты модуляции можно реализовать совпадение частотной расстройки лазера, при которой одновременно и световой и ориентационный сдвиги частоты достигают нулевого значения.

Анализ зависимостей светового сдвига показывает, что вариация ширины спектра излучения лазера (в пределах 1-100 МГц), равно как и частоты модуляции его спектра (в пределах 100 - 500 МГц) не приводит к качественным изменениям полученных результатов. Это позволяет рассчитывать на получение положительного эффекта подавления светового и ориентационного сдвигов частоты для широкого ассортимента лазерных источников накачки, используемых в технике квантовых дискриминаторов на парах щелочных металлов.

4.2О компенсации светового сдвига частоты радиооптического СВЧ краевого резонанса в щелочных атомах с лазерной накачкой

При разработке малогабаритных атомных часов с лазерной накачкой возникает проблема минимизации ширины линии наблюдаемого резонанса, поскольку миниатюризация конструкции требует увеличения плотности рабочего вещества для получения достаточно надежного сигнала. Оригинальный способ борьбы со спинобменным уширением линии рабочего перехода предложен в работе, описывающей так называемый краевой магнитозависимого

радиооптического резонанса [9, 14, 66] Однако, несмотря на существенный выигрыш в факторе качества подобного сигнала в сравнении с традиционным на 0-0 переходе авторы работы совершенно игнорируют вопрос о неизбежном ориентационном сдвиге частоты, который усугубляется присутствием векторной компоненты светового сдвига.

Ширина резонансной линии 0-0 магнитодипольного перехода квантового дискриминатора с оптической накачкой определяется, преимущественно, спинобменными столкновениями между щелочными атомами рабочего вещества. Уменьшение размеров камеры поглощения влечёт за собой необходимость повышения температуры рабочей камеры поглощения для обеспечения приемлемого отношения сигнал шум, однако при этом наблюдается заметное уширение резонансной линии на 0-0 переходе и снижение её фактора качества. Для краевого резонанса, наблюдаемого на магнитодиполном СВЧ переходе между магнитными подуровнями с экстремальными значениями магнитного квантового числа эффект спинобменного уширения линии значительно слабее [67], что делает подобный резонанс весьма привлекательным для использования в малогабаритных атомных часах. В отличие от 0-0 резонанса, где в формировании сигнала участвует сравнительно небольшая часть атомного ансамбля, на краевом магнитозависимом СВЧ переходе удается достигнуть существенно более высокой степени поляризации атомов рабочего вещества при минимальном сечении спинового обмена. При этом фактор качества резонансного сигнала оказывается на порядок выше, чем это реализуется в стандартной схеме атомных часов на 0-0 СВЧ резонансе. Вариации частоты краевого СВЧ резонанса, обусловленные магнитными флуктуациями, подавляются схемой стабилизации магнитного поля по сигналу самогенерирующего магнитометра на частоте магнитодипольных переходов между соседними магнитными подуровнями основного состояния атомов. В подобных устройствах используют циркулярно поляризованный свет накачки, действие которого на рабочее вещество приводит к перезаселению атомов на магнитных подуровнях основного состояния с максимальной проекцией полного момента шР=2 , либо шР= -2. В зависимости от знака

поляризации света накачки краевой резонанс можно наблюдать на частоте магнитодипольных переходов между магнитными подуровнями (у1 либо у2 см. Рисунок 4.3) с максимальной неравновесной разностью населённостей. В известных работах по краевому резонансу использовались камеры поглощения с повышенным давлением буферного газа, где спектральный отклик атомов рабочего вещества незначителен, и, практически, нивелирует проблему светового сдвига. В диссертационной работе внимание было сосредоточено на альтернативном варианте краевого резонанса, наблюдаемого в щелочных парах, помещенных в малогабаритную ячейку с полиэтиленовым покрытием. Равно как и использование буферного газа, применение таких покрытий позволяет, существенно уменьшить эффект релаксации атомов щелочного металла при их столкновении со стенками рабочей ячейки. Однако, в отличие от [66], в ячейках с покрытием отсутствует эффект переориентации атомов в возбужденном состоянии, причем отклик рабочего вещества на монохроматическое воздействие излучения накачки оказывается сосредоточенным в сравнительно узком спектральном диапазоне и достигает значений на порядки весомее, чем это наблюдается в камерах поглощения с буферным газом. Эта особенность ячеек с покрытием, как показывают проведённые исследования [70, 71, 72], играет существенную роль в динамике светового сдвига частоты ДРОР в щелочных парах при вариациях параметров излучения лазера накачки. Подобная динамика отражается в конкуренции различных компонент светового сдвига частоты, что даёт возможность, при определённых условиях, реализовать их взаимную компенсацию и, таким образом, снизить погрешности квантового дискриминатора.

Характерной особенностью спинобменных процессов является сохранение полного углового момента взаимодействующих атомов, поэтому, когда намагниченность паров Р=±1, уширения резонансной линии не происходит [14]. Такая ситуация реализуется, например, при оптической накачке паров щелочного металла циркулярно поляризованным светом.

Рисунок 4.3 - Упрощенная энергетическая диаграмма уровней щелочного атома на

87

примере ЯЬ .

В качестве примера на Рисунок 4.4 представлены расчётные зависимости

133

скалярной, векторной и тензорной компонент спектрального отклика атомов сб, помещенных в камеру с антирелаксационным покрытием (Рисунок 4.4А), и в камеру с буферным газом при давлении 10 Торр в функции расстройки частоты циркулярно поляризованного излучения лазера накачки относительно резонансной частоты электродипольного перехода линии головного дублета.

н ffl

и

о

ег

l-ч

И К

н

о «

3

и

нв

са &

W о С U

н ffl

и

[-н И к

н о

3 к

hQ

cd fr

И о С

и

Отстройка от центральной частоты электродипольного перехода, ГГц

А

Отстройка от центральной частоты электродипольного перехода, ГГц

Б

Рисунок 4.4- Зависимость компонент спектрального отклика от величины отстройки частоты от центра электродипольного перехода при оптической накачке правоциркулярно поляризованным светом. Графику А соответствуют Б1-линия, ячейка с антирелаксационным покрытием, Б - Б1-линия, давление буфферного газа 100 Торр. Цифрами на рисунках

у

обозначены : 1 - скалярная, 2 - векторная , 3 - тензорная компоненты..

Как отмечалось ранее, общей особенностью этих зависимостей является возможность взаимной компенсации скалярной и векторной компонент, либо на длинноволновой, либо коротковолновой частоте электродипольного перехода спектра накачки. В частности, для случая а+ поляризации излучения накачки, представленного на Рисунок 4.4А, подобная компенсация реализуется на длинноволновой компоненте спектра накачки линией Э1, в то время как на коротковолновой - имеет место суммирование составляющих светового сдвига. Переход от а+ поляризации излучения накачки к поляризации а- сопровождается изменением знака векторной компоненты, что, неизбежно, приводит к уменьшению суммарного светового сдвига на КВ компоненте спектра накачки.

Эффект взаимной компенсации скалярной и векторной компонент светового сдвига проявляется в большей степени при использовании лазерной накачки на линии головного дублета, чем на линии Э2. Этот вывод справедлив для всех рассматриваемых щелочных атомов вне зависимости от настройки лазера накачки на КВ, либо ДВ компоненту электродипольного перехода.

Введение буферного газа в рабочую камеру поглощения при низких давлениях (Рисунок 4.4Б) приводит к уширению линии поглощения рабочего вещества, и как следствие - уменьшению величины спектрального отклика атомов рабочего вещества на воздействие излучения накачки. При сверхвысоких давлениях инертного газа, практикуемого в малогабаритных часах [14], линия поглощения настолько уширена, что перекрывает СВЧ спектр сверхтонкой структуры щелочных атомов в основном состоянии, причем абсолютная величина спектрального отклика снижается на несколько порядков по отношению к этому параметру на ячейках с покрытием. В варианте с буферным газом повышенного давления лазер накачки настраивается на средневзвешенную частоту электродипольного перехода (в силу перекрытия коротковолновой и длинноволновой компонент спектра накачки), которая зависит не только от состава инертного газа и его давления, но и знака поляризации излучения накачки (направления эффективного магнитного поля). Ранее, в главе 2 приводились примеры подобного влияния для а+ и а- поляризаций излучения лазера накачки

различных щелочных паров при давлении инертного газа (неона) порядка 100 Торр.

Представленные расчётные зависимости позволяют сделать вывод о принципиальной возможности уменьшения светового сдвига частоты радиооптического резонанса в щелочных атомах, помещенных в ячейку с антирелаксационным покрытием. Вариации величины этого сдвига, связанные с флуктуациями интенсивности и спектрального состава излучения лазера, определяют долговременную стабильность квантового стандарта частоты, которая, очевидно, должна зависеть от выбора знака круговой поляризации света накачки.

Проведенный анализ позволяет констатировать, что введение частотной модуляции лазера накачки существенно снижает требования к постоянству его спектральных и мощностных характеристик за счёт значительного снижения крутизны зависимости светового сдвига от интенсивности и несущей частоты лазерного излучения. При этом подобная компенсация реализуется для широкого ассортимента источников оптической накачки. Демонстрация возможности взаимной компенсации различных компонент светового сдвига частоты краевого резонанса на атомном уровне, представленная в экспериментальном разделе диссертационной работы и реализованная на основе системы магнитометров с оптической накачкой, один из которых выполнен по принципу НЧ спинового генератора, другой - в виде пассивного радиоспектрометра с автоподстройкой резонансной частоты по линии СВЧ радиооптического резонанса согласуется с аналитическими исследованиями в главе 2, позволяет уменьшить ориентационную погрешность частоты квантового дискриминатора на парах щелочных металлов с лазерной накачкой.

Заключение

Основные результаты проведенных исследований.

Произведён обзор литературы, связанной с теорией и практикой применения оптической накачки в современных квантовых устройствах и с последними достижениями в радиоспектроскопии.

Произведён обзор методов подавления светового сдвига частоты в квантовых генераторах с оптической накачкой щелочных атомов.

Разработан алгоритм расчёта компонент спектрального отклика, универсальный для всех щелочных металлов и атомных переходов, исследуемых в данной работе.

Разработан алгоритм расчёта светового и ориентационного сдвига частоты ДРОР в парах щелочных металлов для случаев ламповой и лазерной оптической накачки. Проведенные расчёты и эксперименты позволяют подтвердить в ориентационном сдвиге резонансной частот 0-0 перехода существенную роль тензорной компоненты светового сдвига, как в случае ламповой, так и лазерной накачки. В эксперименте с ламповым источником при использовании интерференционных фильтров можно лишь ослабить (но не исключить) влияние этой компоненты, что позволяет существенно уменьшить ориентационный световой сдвиг 0-0 перехода.

При работе на D1-линии ориентационный сдвиг становится на порядок больше, чем в D2, что связано с возрастающей ролью тензорной компоненты.

Проведено программное моделирование модуляционной методики подавления ориентационного светового сдвига в схеме с лазерной накачкой, в которой анализ зависимостей ориентационного светового сдвига показывает, что вариация ширины спектра излучения лазера (в пределах 1 - 100 МГц), равно как и частоты модуляции его спектра (в пределах 100 - 500 МГц) не приводит к качественным изменениям эффективности модуляционной методики подавления ориентационной составляющей светового сдвига. Это позволяет рассчитывать на получение положительного эффекта подавления светового и ориентационного

сдвигов частоты для широкого ассортимента лазерных источников накачки, используемых в технике квантовых дискриминаторов на парах щелочных металлов. При одинаковых индексах модуляции эффект ослабления светового и ориентационного сдвигов проявляется в различной степени в зависимости от величины ядерного спина щелочного атома, значения его полного момента в основном состоянии и выбора спектральной линии накачки. Подбором соответствующего индекса и частоты модуляции можно реализовать совпадение частотной расстройки лазера, при которой одновременно и световой и ориентационный сдвиг частоты достигает нулевого значения.

Создан и испытан универсальный макет лабораторного квантового дискриминатора для исследования световых сдвигов в щелочных металлах в условиях селективной оптической накачки различными спектральными источниками. Полученные экспериментальные данные сопоставлялись с результатами аналитических исследований и выявили высокую степень их согласования.

Результаты проведенных исследований позволяют сделать вывод, что, несмотря на относительно слабую зависимость частоты 0-0 перехода от абсолютного значения внешнего магнитного поля, требование обеспечения постоянства угла между направлением света накачки и вектором внешнего магнитного поля оказывается абсолютно необходимым в условиях использования квантового дискриминатора на движущихся и вращающихся носителях.

Список литературы

1. Letters. - 2004. - Vol. 85. - №9.-P. 1460-1462.Риле Ф. Стандарты частоты. Принципы и приложения // Пер. с англ.- М.: ФИЗМАТЛИТ, 2009.-512 С. \Fritz Riehle - Frequency Standards: Basics and Applications Wiley-VCH (2005).

2. Arditi M., Carver T. R. Pressure, light, and temperature shifts in optical detection of 0-0 hyperfine resonance of alkali metals // Physical Review. - 1961. - Vol. 124. -№3.-P. 800-809.

3. Arditi M., Carver T. R. Frequency shift of the zero field hyperfine splitting of Cs133 produced by various buffer gases // Physical Review. - 1958. - Vol. 112. - № 2. - P. 449.

4. Kastler A. Quelques suggestions concernant la production optique et la détection optique d'une inégalité de population des niveaux de quantifigation spatiale des atomes. Application à l'expérience de Stern et Gerlach et à la résonance magnétique // J. Phys. Rad. - 1950. - Vol. 11. - №6. - pp. 255-265.

5. Bitter F., The Optical Detection of Radiofrequency Resonance // Phys. Rev. -1949. -Vol. 76. - P. 833.

6. Alzetta G., Gozzini A., Moi L. and Orriols G. An experimental method for the observation of RF transitions and laser beat resonances in oriented Na vapour // Nuovo Cimento. - 1976. - Vol. 36. - p.5.

7. Huang M., Camparo J. The influence of laser polarization variations on CPT atomic clock signals // Proceedings of the 2011 Joint Conference of the IEEE International Frequency Control and the European Frequency and Time Forum (FCS). - 2011. -P. 1-4.

8. Camparo J., Huang M., Driskell T. The influence of laser polarization noise on the short-term stability of CPT atomic clocks // Proceedings of the 2013 Joint European Frequency and Time Forum & International Frequency Control Symposium (EFTF/IFC). - 2013. - P. 612-615.

9. Post A. B., Jau Y.-Y., Kuzma N. N., Braun A. M, Lipp S., Abeles J. H., Romalis M., Miron E., Happer W. End-Resonance for Atomic Clocks // Proceedings of the 34th

Annual Precise Time and Time Interval (PTTI) Systems and Applications Meeting, 3-5 December 2002, Reston, Virginia, USA, pp. 445-456.

10. Happer W., Mathur B.S., Effective operator formalism in optical pumping // Phys. Rev. - 1967. - v163. - №1. - pp. 12-25.

11. Affolderbach C., Andreeva C., Cartaleva S., [et al.] Light-shift suppression in laser optically pumped vapor-cell atomic frequency standards // Appl. Phys. B. - 2005. -Vol. 8. - №7. - pp. 1 - 8.

12. Stahler M., Wynands R., Knappe S., Kitching J., Hollberg L., Taichenachev A., and

on

Yudin V., Coherent population trapping resonances in thermal Rb vapors: D1line excitation // Opt. Lett. - 2002. -Vol.27. -pp.1472-1474.

13. Александров Е.Б., Вершовский А.К., Современные методы квантовой магнитометрии // Успехи физических наук. - 2009. -Т. 179. -№ 6. -С. 605-637.

14. Jau Y.-Y., Post A.B., Kuzma N.N., Braun A.M., Romalis M.V., Happer W., Intense, Narrow Atomic-Clock Resonances // Phys. Rev. Letters. -2004. - Vol. 92. - №11. - p. 110801-1-4.

15. Kastler A. Optical Methodes of Atomic Orientation and of Magnetic Resonance // Journal of the Optical Soc of America. - 1957. - Vol. 47. - № 6. - pp. 460-465.

16. Прецизионные частотные преобразователи автоматизированных систем контроля и управления / В.Б. Кудрявцев [и др.]. - М.: Энергия, 1974. -336 с.

17. Скроцкий Г. В., Изюмов Г. Г. Оптическая ориентация атомов и ее применение // Успехи физических наук. - 1961. - Т. 73. - №. 3. - С. 423.

18. Happer W. Optical pumping. // Rev. Mod. Phys.- 1972. - Vol 44. - № 2 P. 169-249.

19. Померанцев Н.М., Скроцкий Г.В., Физические основы квантовой гироскопии // Успехи физических наук. - 1970. - Т. 100. - № 3. - С. 361-393.

20. Fang J.C., Qin J. Advances in Atomic Gyroscopes: A View from Inertial Navigation Applications // Sensors. - 2012. - №12. - P. 6331-6346.

21. Померанцев, Н.М. Физические основы квантовой магнитометрии / Н.М. Померанцев, В.М. Рыжков, Г.В. Скроцкий.- М.: Наука, 1972. -448 с.

22. Стандарты частоты и времени на основе квантовых генераторов и дискриминаторов / Пихтелев А.И. [и др.].- М.: Сов. Радио, 1978. -304 с.

23. Григорянц, В.В. Квантовые стандарты частоты / В.В. Григорянц, М.Е. Жаботинский, В.Ф. Золин. -М.: Наука, 1968. -288 с.

24. Vanier J., Mandache C., The passive optically pumped Rb frequency standard: the laser approach // Appl. Phys. B. -2007. -Vol. 87. - P. 565-593.

25. Vanier J., Kunski R., Brisson A., Paulin P. Progress and prospects in rubidium frequency standards // J. Phys. Colloques. -1981. - Vol. 8. - № 42.- P. 139.

26. Pellaton, M. High-resolution spectroscopic studies in glass-blown and microfabricated cells for miniature Rubidium atomic clocks: PhD thesis / Matthieu Pellaton.- Université de Neuchâtel, 2014. - 250 p. -oai:doc.rero.ch:20140716100507-CE.

27. Risley A. and Busca G., Effect of line inhomogeneity on the frequency of passive Rb87 frequency standards // Proc. of the 32nd Annual Frequency Control Symposium (FCS). -1978. - pp. 506-513.

28. Mileti G., Ruedi I. and Schweda H. Line inhomogeneity effects and power shift in miniaturized rubidium frequency standard // Proc. of the 6th European Frequency and Time Forum (EFTF). - 1992. -P.515.

29. Camparo J. C., Klimcak C. M. and Herbulock S. J., Frequency equilibration in the vapor-cell atomic clock // IEEE Transactions on Instrumentation and Measurement. -2005. - Vol. 54. - № 5.-P. 1873-1880.

30. Affolderbach C., Mileti G. A compact, frequency stabilized laser head for optical pumping in space Rb clocks // Proceedings of the 2003 IEEE International Frequency Control Symposium and PDA Exhibition Jointly with the 17th European Frequency and Time Forum. - 2003. - P.109-111.

31. Affolderbach C., Gruet F., Matthey R., Mileti G. A compact laser-pumped Rb clock

_1-5 _1 /Л

with 5x10 t frequency stability // Proceedings of the Joint Conference of the IEEE International Frequency Control and the European Frequency and Time Forum (FCS) . - 2011. - P.1-3.

32. Ohtsu M., Hashimoto M., Ozawa H. A Highly Stabilized Semiconductor Laser and Its Application to Optically Pumped Rb Atomic Clock // 39th Annual Symposium on Frequency Control. - 1985. - P. 43-53.

33. Kang S., Gharavipour M., Gruet F., Affolderbach C., Mileti G. Compact and highperformance Rb clock based on pulsed optical pumping for industrial application // Proceedings of the 2015 Joint Conference of the IEEE International Frequency Control Symposium & the European Frequency and Time Forum. - 2015. - P. 800803.

34. Micalizio S., Godone A., Levi F., François B., Calosso C. E., [et al.] The pulsed optically pumped Rb frequency standard: A proposal for a space atomic clock // Proceedings of the 2015 IEEE Metrology for Aerospace (MetroAeroSpace). - 2015. - P.384-388.

35. Metcalf, H.J. Laser Cooling and Trapping / H.J. Metcalf, P. van der Straten. -New York: Springer, 2013. -324 p.

36. Godone A., Micalizio S., Calosso C.E. and Levi F. The Pulsed Rubidium Clock // IEEE transactions on ultrasonics, ferroelectrics, and frequency control.-2006. -Vol. 53.-№ 3. P. 525.

37. Vanier, J. The Quantum Physics of Atomic Frequency Standards / J. Vanier and C.Audoin. -Bristol, England: Adam Hilger, 1989. -1567 p.

38. Андрианов Б.А., Белый В.А., Гринько И.Е., Лукошин А.Ф. Квантовый магнитометр для сверхслабых магнитных полей // Геофизическая аппаратура. -1975. - № 57. - С. 3-8.

39. Александров Е.Б., Балабас М.В., Вершовский А.К., Пазгалев А.С. Новая версия квантового магнитометра: однокамерный тандем на четырехквантовом

-5 Q

резонансе в К // Журнал технической физики. - 2000. -Т. 70. - №.7. - С.118-124.

40. Александров Е.Б., Вершовский А.К., Пазгалев А.С. Магнитометр на

87

симметричной паре переходов в сверхтонкой структуре 87Rb // Журнал технической физики. - 2006. - Т.76. -№7. - С. 103-107.

41. Ito Y., Sato D., Kamada K., Kobayashi T., Measurements of Magnetic Field Distributions With an Optically Pumped K-Rb Hybrid Atomic Magnetometer // IEEE Transactions on Magnetics. - 2014. - Vol. 50. - № 11. - P. 14787353.

42. Ito Y., Sato D., Kamada K., Kobayashi T., Sensitivity Improvement of SpinExchange Relaxation Free Atomic Magnetometers by Hybrid Optical Pumping of Potassium and Rubidium // IEEE Transactions on Magnetics. - 2011. - Vol. 47. -№ 10. - P. 3550-3553.

43. Блинов Е. В., Гизбург Б. И., Житников Р. А., Кулешов П. П. Щелочно-гелиевый магнитометр с оптической ориентацией атомов калия // Журнал технической физики. -1984. -Т. 54. - № 2. - С. 287—292.

44. Александров Е.Б., Мамырин А.Б., Якобсон Н.Н. Предельная чувствительность СТС - магнитометра // Журнал технической физики. - 1981. - Т. 51. - № 3. -С. 607-612.

45. Camparo J., Hagerman J., McClelland T. Long-term behavior of rubidium clocks in space // Proceedings of the European Frequency and Time Forum (EFTF). - 2012. -P. 501-508.

46. Alley C.O., Coherent pulse techniques in the optical detection of the 0-0 ground

on

state hyperfine resonance in Rb // Quantum Electronics. C. W. Townes, Ed. New York: Columbia Univ. Press. -1960. - pp. 146-155.

47. McGuyer B. H., Jau Y.-Y., and Happer W. Simple method of light-shift suppression in optical pumping systems // Applied Physics Letters. -2009. -Vol. 94. -№25. -P. 251110.

48. McGuyer, B.M. Atomic physics with vapor-cell clocks: PhD thesis / B.M McGuyer.- Princeton university, 2012. - 195 p. -oai:dataspace.princeton.edu:88435/dsp01ng451h53d.

49. Deng J. Light Shift Compensation in a Rb Gas Cell Frequency Standard with Two-Laser Pumping // IEEE transactions on ultrasonics, ferroelectrics, and frequency control. -2001. -Vol. 48. -№ 6.

50. English T. C., Jechart E. and Kwon T. M. Elimination of the light shift in rubidium gas cell frequency standards using pulsed optical pumping // Proc. of the 10th precise time and time interval meeting (PTTI). -1978. -pp. 147 - 165.

51. Shah V., Gerginov V., Schwindt D., Knappe S., Hollberg L., and Kitching J. Continuous light-shift correction in modulated coherent population trapping clocks // Appl. Phys. Lett. -2006. -Vol. 89. p. 151124.

52. Hashimoto M., Ohtsu M. A novel method to compensate for the effect of light shift in a rubidium atomic clock pumped by a semiconductor laser // IEEE Transactions Instrum. Meas. -1990. - Vol. 39. -p. 458.

53. Venkatraman V., Pétremand Y., Affolderbach C., Mileti G., de Rooij N., Shea H. Microfabricated chip-scale rubidium plasma light source for miniature atomic clocks // IEEE Trans Ultrason Ferroelectr Freq Control. - 2012. -Vol. 59. - № 3.-P. 448-456.

54. Vanier J., Kunski R., Paulin P., Têtu M., Cyr N. On the light shift in optical pumping of rubidium 87: the techniques of "separated" and "integrated" hyperfine filtering // Can. J. Phys. -1982. - Vol. 60. - P. 1396.

55. Vanier J., Levine M., Janssen D., Delaney M. On the use of intensity optical pumping and coherent population trapping techniques in the implementation of atomic frequency standards // IEEE Trans. Instrum. Meas. -2003. -Vol. 52. -P. 822.

56. Mathur B. S., Tang H., and Happer W. Light shifts in alkali atoms // Physical Review. -1968. - Vol. 171, P. 11.

57. Семенов В.В. О вкладе тензорной компоненты в световой сдвиг частоты радиооптического СВЧ резонанса в парах рубидия // Известия ВУЗов. Физика. - 1999. - №2. - С. 86-90.

58. Баранов А.А., Ермак С.В., Семенов В.В. Ориентационная зависимость светового сдвига частоты радиооптического СВЧ резонанса в парах рубидия // Научно-технические ведомости Санкт-Петербургского государственного политехнического университета. - 2010.- №3 (104).-С. 95-98.

59. Baranov A.A., Ermak S.V., Semenov V.V. The orientation dependence of the SHF radio-optical resonance frequency light-shift in rubidium vapors // FCS Proceedings of the 2011 Joint Conference of the IEEE International Frequency Control and the European Frequency and Time Forum. -2011. - p. 560-581.

60. Баранов А.А., Ермак С.В., Семенов В.В. Ориентационные сдвиги частоты

87

СВЧ резонанса на сверхтонком 0-0 переходе в парах Rb с селективной оптической накачкой // Оптика и спектроскопия.- 2013.- Т.114.-№3.- С. 18-21.

61. Baranov A.A., Ermak S.V., Semenov V.V. Orientation Light Shift Suppression in Alkali Atom Microwave Standards with Laser Pumping // Proceedings of the IEEE European Frequency and Time Forum (EFTF). - 2012.- p. 72

62. Baranov A.A., Ermak S.V., Semenov V.V. Dynamic Stark Effect in the End Resonance Based Rb Standards with Laser Pumping // 6th joint meeting between the International Frequency Control Symposium (IFCS) and the European Frequency and Time Forum (EFTF), (21-25 July 2013), IEEE. - 2013. - 1 page.

63. Baranov A.A., Ermak S.V., Semenov V.V. The Light and Orientation End Resonance Frequency Shifts in Alkaline Atoms Vapors // Conference proceedings IEEE Transaction on aerospace and electronic systems. - 2014.- p. 167-168.

64. Баранов А.А., Ермак С.В., Сагитов Э.А., Смолин Р.В., Семенов В.В. О компенсации светового сдвига частоты радиооптического СВЧ-резонанса в оптически ориентированных щелочных атомах с лазерной накачкой // Журнал экспериментальной и теоретической физики.- 2015.- Т.148.-№ 3.- С.453.

65. Радциг, А.А. Параметры атомов и атомных ионов: Справочник/ А.А.Радциг, Б.М.Смирнов. - М.: Энергоатомиздат, 1986. - 344.

66. Баранов А.А., Ермак С.В., Семенов В.В. Подавление ориентационного светового сдвига частоты радиооптического резонанса в щелочных атомах в условиях лазерной накачки // Научно-технические ведомости Санкт-Петербургского государственного политехнического университета. Физико-математические науки.- 2012.- Т.14.-№1.-С. 152-155.

67. Happer W., Walter D. Method and system for operating an atomic clock with reduced spin-exchange broadening of atomic clock resonances // Patent US №20040233003А1. -2004.

68. Алексеев Э.И., Базаров Е.Н., Герасимов Г.А., Губин В.Н. Квантовые меры частоты // Обзор работ Института радиоэлектроники АН СССР. -1979. -Препринт №5. - С. 261.

69. Алексеев Э.И., Базаров Е.Н., Левшин А. Э., Расчет сдвигов частоты, возникающих за счёт света накачки в пассивном стандарте частоты на атомах Rb87 //Радиотехника и электроника. - 1969. - Т. 14. - № 11. - С. 2026-2035.

70. Baranov A. , Ermak S., Sagitov E., Smolin R. and Semenov V. Self-generating magnetometer with laser pumping employment in "end resonance" wall coated vapor cell atomic clocks // Proceedings of the 8th Symposium on frequency standards and metrology (in print).- 2016.

71. Baranov A.A., Ermak S.V., Smolin R.V., Semenov V.V. About long term stability of the self-generating magnetometer in weak magnetic field // Conference proceedings IEEE Transaction on aerospace and electronic systems, -2014.- p. 173174.

72. Баранов А.А., Ермак С.В., Сагитов Э.А., Смолин Р.В., Семенов В.В. О корреляции сигналов в тандеме спиновый генератор и СВЧ дискриминатор на щелочных атомах с лазерной накачкой // Письма в журнал технической физики.- 2016.- № 4 (42).- С.38-45.

73. Knappe S., Shah V., Schwindt P. D., Hollberg L., Kitching J., Liew L.-A., and Moreland J. A microfabricated atomic clock // Applied Physics

Перечень сокращений и условных обозначений

КСЧ - Квантовый стандарт частоты;

СТС - Сверхтонкая структура;

СВЧ - Сверх-высокая частота;

КПН - Когерентное пленение населенности;

ДРОР - Двойной радиооптический резонанс;

КМОН - Квантовый магнитометр с оптической накачкой.

Приложение А

(Справочное)

н

т

о

1=Г

и

V.

к

н

о

зК 3 к л П ей

Г и

<и с

и

Отстройка от центральной частоты электродипольного перехода, ГГц

А

н РЗ 2

о И

и

И К

н

о

ЭК

3 и л

г; са

Г и о с

и

Отстройка от центральной частоты электродипольного перехода, ГГц

Б

Рисунок А.1- Зависимость суммарного спектрального отклика от величины отстройки частоты от центра электродипольного перехода при оптической накачке правоциркулярно поляризованным светом. Давление буфферного газа 100 Торр, графику А соответствуют Б1-

линия, Б - Б2-линия. Цифрами на рисунках обозначены : 1 - Сб133, 2 - ЯЬ87, 3 - ЯЬ85.

.87

-05

н 03

и

и

1-й

и к

н о

эК

3 к

л

К «

р

и о с

и

н И

и

о

а

1-4

и

К

н

о «

и

на

г;

Й р

и о С

и

Отстройка от центральной частоты электродипольного перехода, ГГц

А

Отстройка от центральной частоты электродипольного перехода, ГГц

Б

Рисунок А.2- Зависимость суммарного спектрального отклика от величины отстройки частоты от центра электродипольного перехода при оптической накачке правоциркулярно поляризованным светом. Давление буфферного газа 100 Торр, графику А соответствуют Б1-

линия, Б - В2-линия. Цифрами на рисунках обозначены : 1 - Сб133, 2 - ЯЬ87, 3 - ЯЬ

.87

.65

Контурные диаграммы на рисунке А.2 иллюстрируют весьма сложный и неоднозначный характер зависимостей ориентационного сдвига частоты, однако, позволяет констатировать, что вне зависимости от номера линии головного дублета нулевой ориентационный сдвиг частоты радиооптического СВЧ резонанса не соответствует точной настройке лазерного источника накачки на линию атомного перехода.

0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0

Индекс модуляции

А

Рисунок А.3 - Контурные диаграммы Ориентационного сдвиг частоты атомного

85

перехода для изотопа рубидия Rb при различных индексах модуляции частоты лазерного

источника для линий накачки D1 (А) и D2 (Б).

Таблица А.1 - Значения крутизны кривых светового и ориентационного сдвигов в

области их нулевых значений для различных щелочных атомов

Режим накачки (линия дублета) Тип сдвига Полный момент основного состояния Значения крутизны кривой сдвига для изотопа

С8133 ЯЬ87 ЯЬ85 К39

т = 0 т = 2 т = 0 т = 2 т = 0 т = 2 т = 0 т = 2

В1 С Б -0,73 -0,25 -0,34 -0,13 -0,39 -0,1 -0,22 0,05

Б+1 1,27 -0,18 0,86 -0,13 0,43 0,1 0,22 -0,05

О Б -0,75 - 0,26 -0,06 0,12 -0,05 0,03 0,01

Б+1 10,25 - 00,77 -0,17 0,24 -0,09 -0,04

В2 С Б -1,83 0,25 -1,24 -0,25 -1,25 -0,33 -0,44 0,17

Б+1 10,51 0,23 1 0,24 1,18 0,3 0,44 -0,18

О Б -0,82 0,16 -0,18 0,04 -0,01 0,02 -0,02 0,01

Б+1 0,88 -0,24 0,39 -0,15 0,09 -0,03 0,03 -0,01

Примечание. Прочерк означает отсутствие нулевого сдвига частоты.

Обозначения: С, О - световой и ориентационный сдвиги, т - индекс модуляции