УСТРОЙСТВО КОМПЕНСАЦИИ СВЕТОВЫХ СДВИГОВ В СТАНДАРТАХ ЧАСТОТЫ, ОСНОВАННЫХ НА АТОМНЫХ ПЕРЕХОДАХ

Полезная модель относится к метрологии частоты и времени и, в частности, к устройству компенсации световых сдвигов в стандартах частоты, основанных на атомных переходах.
-10
-12
1
2
12
0
В настоящее время активно ведутся разработки малогабаритных атомных часов с относительной погрешностью 10÷10 с использованием атомов щелочных металлов (таких как рубидий, цезий) и эффекта когерентного пленения населенностей. При этом для стабилизации частоты обычно используют резонанс поглощения (пропускания), возникающий в атомной среде под действием бихроматического лазерного излучения, для которого частотная разность спектральных компонент (ω-ω)=δ сканируется около частоты радиочастотного атомного перехода Δ между нижними энергетическими уровнями сверхтонкой структуры (так называемые резонансы когерентного пленения населенностей (КПН) или, иначе, электромагнитно-индуцированной прозрачности) (см. на Фиг.1).
rf
0
Также может быть использован так называемый двойной радиооптический резонанс, возникающий в поглощении (пропускании) резонансного монохроматического лазерного излучения в присутствии перестраиваемого радиочастотного поля (см. на Фиг.2) ω≈Δ. В этом случае используется эффект оптической накачки атомов лазерным полем. Кроме того, в настоящее время широко используют и активно разрабатывают различные варианты атомных и молекулярных стандартов, основанных на переходах в оптическом диапазоне.
c
0
sh
sh
Однако, независимо от типа и частоты реперного (рабочего) резонанса, его центральная частота ω (см. на Фиг.3) может отличаться от невозмущенной частоты атомного перехода Δ в отсутствии светового поля. Это обусловлено так называемым световым сдвигом Δ, который в большинстве случаев пропорционален интенсивности I используемого лазерного излучения, Δ=αI, где коэффициент пропорциональности α зависит от его спектра.
Световой сдвиг является одним из основных негативных факторов, лимитирующих точность и стабильность работы атомных часов, поскольку приводит к временным флуктуациям частоты реперного резонанса. Указанные флуктуации могут быть обусловлены изменениями выходных рабочих параметров самого лазера (таких как полная мощность, спектр, поперечный размер светового пучка). Кроме того, могут иметь влияние температурные флуктуации ячейки с атомным газом, приводящие к флуктуациям концентрации атомов. Эти флуктуации концентрации влияют, в свою очередь, на интенсивность распространяемого света в атомной ячейке, также приводя в конечном итоге к временным флуктуациям положения резонанса, зависящего от светового сдвига. Поэтому разработка и практическая реализация эффективных методов подавления световых сдвигов является принципиально важным для значительного улучшения метрологических характеристик атомных часов.
Известен способ подавления световых сдвигов в атомных часах, основанных на КПН-резонансе (см. Фиг.1), подходящим выбором индекса модуляции для полупроводникового лазера. В этом случае достигается такой спектральный состав излучения, для которого вклад световых сдвигов от резонансных частотных компонент компенсируется вкладом от нерезонансных компонент [1, 2]. Техническая реализация указанного способа для миниатюрных атомных часов была продемонстрирована в [3], где автоматический поиск и стабилизация подходящего индекса модуляции осуществлялась с помощью низкочастотной модуляции полной мощности лазера внешним устройством (жидкокристаллический модулятор в [3]). Основным недостатком данного метода является то, что индекс модуляции, соответствующий нулевому световому сдвигу, существенно превышает величину, обеспечивающую максимальный контраст КПН-резонанса. Рассредоточение световой мощности по многим частотным компонентам приводит к ухудшению отношения сигнал/шум и, как следствие, метрологических характеристик часов.
laser
opt
1
2
Для часов, основанных на оптической накачке (см. Фиг.2), также известен другой способ подавления светового сдвига [4] за счет подходящего (оптимального) выбора частоты лазерного поля ω=ω, для которой световой сдвиг для радиочастотного перехода F→F отсутствует. Однако этот способ предполагает использование высоко стабильного лазера с очень малым уровнем фазовых шумов, поскольку они приводят к появлению флуктуирующего светового сдвига и, соответственно негативно влияют на метрологические характеристики часов. Создание таких лазеров для малогабаритных атомных часов практически неосуществимо.
Задачей, решаемой полезной моделью, является подавление влияния (компенсация) светового сдвига на стабилизируемую частоту при пониженных требованиях к режиму работы и параметрам лазерного излучения. Так, например, для КПН-часов важно использование произвольного индекса модуляции у диодного лазера, что позволит добиться максимального контраста резонанса и отношения сигнал/шум. А для часов с оптической накачкой важной является возможность работы в области лазерных частот с пониженной чувствительностью выходных параметров стандарта частоты к фазовым шумам лазерного излучения.
0
1
2
12
rf
0
Для решения задачи предложен новый универсальный способ компенсации световых сдвигов в стандартах частоты, основанных на атомных переходах согласно настоящей полезной модели. Способ заключается в следующем. Рассмотрим резонансный (спектроскопический) сигнал, получаемый сканированием разностной частоты ω около частоты атомного перехода Δ. Такой сигнал может, например, наблюдаться в мощности прошедшего сквозь ячейку (10) (см. Фиг.4) с парами атомов лазерного излучения. В случае КПН-часов ω=(ω-ω)=δ (см. на Фиг.1), а для часов, использующих оптическую накачку, ω=ω (см. на Фиг.2). Также может быть рассмотрен и случай оптического стандарта с частотой Δ, когда со является оптической частотой лазера.
sh
Пусть форма резонанса описывается некоторой функцией f(δ), где δ есть отстройка частоты ω от частоты реперного атомного перехода. С учетом светового сдвига Δ эта отстройка определяется как
c
В случае симметричной формы резонанса f(δ), положение вершины резонанса ω (см. на Фиг.3) определяется из условия δ=0.
Допустим, что тем или иным техническим образом частоту со можно реализовать как сумму двух частот:
clock
comp
comp
sh
где ω есть стабилизируемая по резонансу частота атомных часов (или стандарта частоты), а дополнительная (компенсирующая) частота ω пропорциональна интенсивности лазерного поля I, т.е. ω=βI. При этом подразумевается, что коэффициентом пропорциональности β можно управлять. Тогда с учетом зависимости светового сдвига Δ=αI выражение (1) можно представить в следующем виде:
Из этого выражения видно, что в случае β=α имеет место равенство
clock
0
clock
из которого следует, что спектроскопический сигнал относительно частоты ω является резонансом, несдвинутым относительно частоты атомного перехода Δ в отсутствие лазерного поля. Именно это и является нашей целью, так как в этом случае стабилизация частоты ω по резонансу (δ=0) соответствует условию
clock
т.е. не испытывает влияние от светового сдвига. Критерием выполнения условия β=α является нечувствительность стабилизированной частоты ω к различным, в том числе заданным, вариациям интенсивности лазерного излучения I.
sh
Таким образом, в отличие от ранее предложенных методов, основанных на реальном подавлении световых сдвигов (Δ=0) и требующих систем контроля параметров лазерного излучения, обеспечивающих это подавление, в заявленном способе реализуется компенсация влияния световых сдвигов на выходную частоту стандарта частоты без их физического устранения. Следует отметить, что заявленный способ является универсальным и может быть использован для компенсации сдвигов частоты различной природы и частотного диапазона (не только световых).
Пример осуществления способа с использованием модуляции интенсивности лазерного излучения представлен на Фиг.4.
с
clock
comp
clock
mod
clock
mod
mod
clock
с
Выходная частота лазерного излучения настроена в окрестности атомного перехода. Система привязки частоты лазера к оптическому атомному переходу Lock-in 1 традиционна и на рисунке не показана. Оптическая частота лазера (1) модулируется в радио диапазоне на частоте, соответствующей половине ω (см. Фиг.3) с индексом модуляции, обеспечивающим максимальный контраст реперного резонанса, например, КПН-резонанса или двойного радио-оптического резонанса. Для простоты рассмотрим КПН-резонанс. Значение частоты модуляции является суммой частот прецизионного генератора ω, который является «маятником» атомных часов, и дополнительного генератора ω, который служит для компенсации световых сдвигов. Привязка радиочастоты к вершине КПН-резонанса осуществляется методом экстремального регулирования. Для этого к частоте ω примешивается дополнительно низкая частота (сотни герц) ω, которая меняет значение ω с частотой ω. Это позволяет регистрировать и отрабатывать с помощью фотоприемника PD1 и синхронного детектора Lock-in 2 (2), управляемого той же частотой ω, медленные дрейфы ω относительно ω.
int
PD2
int
int
int
int
int
PD2
comp
PD2
Интенсивность лазерного излучения модулируется на частоте ω с помощью внешнего модулятора. Прошедший через модулятор свет частично ответвляется и попадает на фотоприемник PD2. Сигнал с фотоприемника PD2 после усилителя (3) поступает на дополнительный генератор (4), чья выходная частота пропорциональна сигналу S с фотоприемника PD2, т.е. значение частоты дополнительного генератора (4) меняется с частотой ω. Модуляция интенсивности излучения лазера (1) приводит к модуляции светового сдвига. Если полоса регистрации синхронного детектора Lock-in 2 (2) шире, чем частота модуляции интенсивности, то на его выходе появится сигнал на частоте ω, который будет использован для компенсации влияния световых сдвигов. Для того чтобы сигнал на частоте ω не возмущал частоту прецизионного генератора, Lock-in 2 (2) имеет дополнительный узкополосный выход, блокирующий ω. Прошедший через Lock-in 2 (2) сигнал на частоте ω синхронно детектируется в Lock-in 3 (5) для формирования множителя q, определяющего, как и сигнал S, выходную частоту дополнительного генератора ω (4). Опорный сигнал для третьего синхронного детектора на рисунке не показан. Им может быть S или выход генератора, управляющего модулятором интенсивности.
Следует отметить, что если закон, по которому меняется интенсивность лазерного излучения в результате модуляции, хорошо известен, то от приемника PD2 можно отказаться, подавая в дополнительный генератор сигнал управления, соответствующий данному закону.
При всех замкнутых петлях автоматической подстройки частоты вышеописанная система работает следующим образом (все приводимые значения частот являются ориентировочными).
clock
comp
clock
comp
c
0
sh
clock
mod
clock
clock
clock
Генератор ω (6) работает на частоте 3400 МГц, а генератор ω (4) на частоте 17341 кГц. В лазерном поле кроме несущей частоты появляются при небольшом индексе модуляции две частотные компоненты, разность между которыми 2(ω+ω) соответствует расщеплению основного состояния в атомах рубидия (ω=Δ+Δ), и это приводит к возникновению резонанса когерентного пленения населенностей. Модуляция частоты генератора ω на частоте ω=400 Гц вблизи вершины КПН-резонанса позволяет с помощью PD1 и Lock-in 2 (2) сформировать сигнал ошибки для привязки ω к его вершин, то есть предназначен для медленной (узкополосной) привязки упомянутой частоты ω к вершине реперного резонанса. Полоса отработки выбрана небольшой (единицы герц) и призвана устранять дрейфы, связанные с нестабильностью генератора ω (1).
int
int
с
comp
int
mod
mod
int
Модулятор интенсивности (7) меняет интенсивность лазерного поля с частотой ω=20 Гц, вызывая при этом одновременно модуляцию на этой частоте световых сдвигов (КПН-резонанс «качается» с частотой ω относительно ω) и ω. На приемнике PD1 появляется сигнал с частотой ω, который проходит через широкополосный выход синхронного детектора Lock-in 2 (2) и поступает на вход Lock-in 3 (5). Необходимость иметь полосу выходного сигнала Lock-in 2, по крайней мере, на порядок меньшей частоты ω и определяет выбор значений для частот ω и ω.
int
comp
clock
comp
comp
comp
Сигнал на частоте ω синхронно детектируется в Lock-in 3 (5) и позволяет сформировать сигнал ошибки для управления ω который приводит к подавлению сигнала частотой 20 Гц на выходе Lock-in 2 (2). Физически это означает, что световые сдвиги, вызывающие «качание» КПН-резонанса синхронизованы с модуляцией суммарной частоты ω+ω; благодаря точной подстройке частоты ω под КПН-резонанс. То есть синхронный детектор Lock-in 3 (5) предназначен для быстрой (широкополосной) подстройки упомянутой частоты ω дополнительного генератора (6) к вершине того же реперного резонанса, модулируемого световыми сдвигами.
clock
При этом любые изменения, приводящие к появлению дополнительных световых сдвигов (флуктуации мощности лазера или индекса модуляции), не оказывают влияния на частоту ω. Поскольку частота регистрации Lock-in 3 равна 20 Гц, то соответственно полоса отработки по этому каналу не может быть более долей герца.
Предложенный способ компенсации световых сдвигов атомных переходов может найти широкое применение при создании часов повышенной точности и стабильности, включая малогабаритные атомные часы, которые могут заменить кварцевые генераторы.
К коммерческим применениям атомных часов относятся навигация, синхронизация телекоммуникационных сетей и научное приборостроение. Для защиты каналов связи и возможности оперативного определения местоположения предполагается установка малогабаритных атомных часов в мобильных телефонах.
Существуют также важные (и массовые) применения в таких областях военной техники, как быстрые приемники для системы глобального позиционирования, системы связи с защитой от перегрузок каналов, помехоустойчивые тактические системы связи с быстрым переключением несущей, новые технологии распознавания и слежения. Важным преимуществом атомных часов по сравнению с кристаллическими генераторами является меньшая чувствительность к ускорению и соответственно более высокая надежность при эксплуатации на вибрирующих платформах. Для военных применений особенно важны малое энергопотребление и компактность.
Источники информации
1. М.Zhu and L.S.Cutler, U.S. Patent 6,201,821 (2001).
2. J.Vanier, A.Godone, and F.Levi, Joint Proceedings of the 1999 IEEE International Frequency and Time Forum (IEEE, Besancon, 1999), pp.96-99.
3. V.Shah, V.Gerginov, P.D.D.Schwindt, S.Knappe, L.Hollberg, and J.Kitching, Apl. Phys. Lett. 89, 151124 (2006).
4. М.Arditi and J.L.Picque, Opt. Commun. 15, 317 (1975).