Подавление ориентационного светового сдвига частоты радиооптического резонанса в щелочных атомах в условиях лазерной накачки

Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки Г 2012

УДК 539.194

А. А. Баранов, C.B. Ермак, В.В. Семенов

ПОДАВЛЕНИЕ ОРИЕНТАЦИОННОГО СВЕТОВОГО СДВИГА

ЧАСТОТЫ РАДИООПТИЧЕСКОГО РЕЗОНАНСА В ЩЕЛОЧНЫХ АТОМАХ В УСЛОВИЯХ ЛАЗЕРНОЙ НАКАЧКИ

В приложениях радиооптического резонанса негативную роль играет так называемый световой сдвиг частоты, связанный со Штарк-эффектом смещения энергетических подуровней основного состояния атомов под действием электромагнитного поля накачки и ограничивающий прецизионные параметры целого ряда квантовых устройств, таких как квантовые магнитометры и образцовые меры частоты на парах щелочных металлов [1]. Как показано в работе [2], при использовании в таких устройствах ламповых источников накачки имеет место заметная зависимость светового сдвига частоты от ориентации внешнего магнитного поля по отношению к направлению света накачки. Подобная зависимость однозначно определяется тензорной компонентой светового сдвига, связанной с эффектом выстраивания основного состояния и зависящей от степени разрешения энергоструктуры возбужденного состояния атомов [3].

При переходе клазерным источникам с целью улучшения габаритных параметров квантовых устройств, в работе [4] была решена задача уменьшения светового сдвига, где применена методика частотной модуляции линии излучения лазера. Указанная методика позволяет резко уменьшить зависимость светового сдвига от расстройки частоты лазерного источника относительно линии атомного перехода. Подобная методика была экспериментально апробирована на изотопе Из87, и выполнен расчет светового сдвига частоты (0—0)-перехода в зависимости от расстройки частоты лазера относительно 1)2-линии поглощения атомного перехода. При этом учитывалась только скалярная компонента светового сдвига, которая в случае накачки -линией значительно превышает вклад его тензорной составляющей. В настоящей работе представлены результаты расчета светового сдвига частоты радиооптиче-

ского резонанса в различных щелочных атомах с учетом тензорной компоненты и показано, что использование модуляционной методики в условиях лазерной накачки позволяет не только уменьшить световой сдвиг, но и дает возможность значительно ослабить ориентационный сдвиг резонансной частоты.

В качестве объекта исследований были выбраны изотопы рубидия, калия и цезия, наиболее часто используемые в практике радиооптического резонанса. Расчеты проводились аналогично тому, как это выполнено в работе [3]. При этом контур спектра лазерной накачки аппроксимировался доплеровскими контурами с весовыми множителями, пропорциональными квадрату функции Бесселя частотно-моду-лированного спектрального источника.

Для указанных щелочных атомов выполнялся расчет вариантов лазерной накачки линиями Х>! и Б2 с подуровней сверхтонкой структуры основного состояния атомов с полными моментами /и .Р+ 1 для различных частот и индексов модуляции. На рис. 1 представлены зависимости светового и ориентационного сдвигов частоты от частотной расстройки лазера при сверхтонкой оптической накачке 2)2-линией из основного состояния щелочных атомов с полными моментами Fи Р + 1 смодулированным источником накачки. Эффект подавления светового и ориентационного сдвигов иллюстрирует рис. 2, где представлены соответствующие зависимости для атомов Иэ87 в условиях лазерной накачки линиями и Б2 с подуровней сверхтонкой структуры основного состояния атомов с полным моментом ¥=2. Примеры ориентационного сдвига для изотопа рубидия КЬ85 при различных индексах модуляции частоты лазерного источника для линий накачки и В2 представлены на рис. 3.

В таблице представлены сводные данные крутизны зависимостей ориентационного и

светового сдвигов для щелочных атомов при расстройках частоты накачки лазера, соответствующих нулевым значениям ориентацион-ного и светового сдвигов.

Анализ представленных результатов позволяет сделать следующие выводы.

Во-первых, при равных интегральных ин-тенсивностях лазерной оптической накачки щелочных атомов ^-линией с подуровня сверхгонкой структуры с полным моментом Р основного состояния атома абсолютные значения светового сдвига и крутизна его изменения в зависимости от расстройки частоты лазера

растут по мере увеличения ядерного спина щелочного изотопа. При этом ориентационная поправка частоты зависит от степени разрешения энергоструктуры возбужденного состояния: для атомов цезия (с расщеплением возбужденного состояния 600 МПд) эта поправка максимальна, для изотопов Ш>87 и К39, где расщепления возбужденного состояния соответственно равны 213 и 72 МГц [5], ориентационная поправка на порядок меньше. Несмотря на относительно невысокие рабочие частоты магнитно-независимых переходов на этих изотопах (462 МГц для К39 и 3036 МГц для Ш)87 [5]) фактор сравнитель-

ное -200 0 200 400 -400 -200 0 200 400

Расстройка лазера, МГц Расстройка лазера, МГц

Рис. 1. Расчетные зависимости светового

Резонансы атомов Rb85

-100

Рис. 2. Зависимости светового

4

Научно-технические ведомости СП6ГПУ. Физико-математические науки Г 2012

Рис. 3. Зависимости ориентационного сдвига (по тоновым шкалам) для атомов И)85 от частотной расстройки лазера и индекса модуляции при лазерной накачке линиями В1 (а, б) и В2 (в, г) из основного состояния атомов с полным моментом 27= 2. Представлены ЗО- (о, в) и 2Б- (б, г) изображения. Белый контур (б, г) — нулевой ориентационный сдвиг

Значения крутизны кривых светового и ориентационного сдиишв в области их нулевых значений для четырех изотопов

-200

-40«

0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 2.5 3,0 Индекс модуляции

0.0 0,5 1.0 1.5 2.0 2.5 3,0 Индекс модуляции

Режим накачки (линия дублета) Сдвиг Полный момент основного состояния Значение крутизны кривой сдвига для изотопа

Се133 Ш>87 КЬ85 К39

т = 0 т = 2 т = 0 т = 2 т = 0 т = 2 »1 = 0 т = 2

А С ^ -0,73 -0,25 -0,34 -0,13 -0,39 -0,1 -0,22 0,05

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

О Ж -0,75 — 0,26 -0,06 0,12 -0,05 0,03 0,01

/4-1 1,25 — 0,77 -0,17 0,24 -0,09 -0,04 —

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

/4-1 1,51 -0,23 1 0,24 1,18 0,3 0,44 -0,18

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

0,88 -0,24 0,39 -0,15 0,09 -0,03 0,03 -0,01

Примечание. Прочерк означает, что нулевой сдвиг частоты не достигается. Обозначения: С, О — световой и ориентационный сдвиги, т — индекс модуляции

но малой ориентационнои поправки к частоте парощелочного квантового дискриминатора делает такие устройства конкурентно способными в условиях их жесткой эксплуатации на движущихся носителях.

Сформулированное утверждение остается справедливым и в случае лазерной оптической накачки щелочных атомов /)2-линией с подуровня сверхтонкой структуры с полным моментом атома ^+1: изменяется лишь знак крутизны соответствующих зависимостей и (незначительно) абсолютные величины светового и ориентационного сдвигов.

Во-вторых, при переходе к лазерной оптической накачке линией резко возрастает роль тензорной компоненты светового сдвига; при этом ориентационная поправка к частоте для всех рассматриваемых щелочных атомов оказывается примерно на порядок большей по сравнению с вариантом лазерной накачки линией Щ.

В-третьих, 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 излу-чениялазера (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 парощелоч-ных дискриминаторов.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Риле, Ф. Стандарты частоты. Принципы и приложения [Текст]: Пер. с англ./ Ф. Риле. — М.: Физ-матлит, 2009. — 512 с.

2. Баранов, A.A. Ориентационная зависимость светового сдвига частоты радиооптического СВЧ резонанса в парах рубидия [Текст] / A.A. Баранов, C.B. Ермак, В.В. Семенов // Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки. - 2010. - № 2 (104). - С. 95 - 98.

3. Семенов, В.В. О вкладе тензорной компоненты в световой сдвиг частоты радиооптического

СВЧ резонанса в парах рубидия [Текст] / В.В. Семенов // Известия вузов. Физика. — 1999. — № 2. — С. 86 - 90.

4. Affolderbach, С. Light-shift suppression in laser optically pumped vapor-cell atomic frequency standards [Text] / C. Affolderbach, C. Andreeva, S. Car-taleva, [et al.] // Appl. Phys. B. - 2005. - Vol. 8. -№ 7. - P. 1 - 8.

5. Радциг, А.А. Параметры атомов и атомных ионов [Текст]: Справочник/ А.А. Радциг, Б.М. Смирнов. — М.: Энергоатомиздат, 1986. — 344 с.