Spektroskopia jonizacyjna - Uniwersytet Jagielloński

UNIWERSYTET JAGIELLOŃSKI
Spektroskopia jonizacyjna w pułapce
magneto-optycznej
Kacper Baster
Praca magisterska
wykonana pod kierunkiem prof. dr hab. Wojciecha Gawlika
Zakład Fotoniki
Instytut Fizyki im. M. Smoluchowskiego
Kraków 2009
SPIS TREŚCI
1. Wstęp……………………………………………………………………………………………………..2
1.1 Chłodzenie i pułapkowanie atomów neutralnych……………………………………………….3
1.2 Pułapka na atomy rubidu……………………………………………………………………………………7
2. Spektroskopia jonizacyjna atomów rubidu……………………………………………..9
2.1 Układ doświadczalny…………………………………………………………………………………………..9
2.2 Widma jonizacyjne 87Rb…………………………………………………………………………………….11
2.3 Dwufotonowe przejścia z udziałem lasera repompującego……………………………….13
2.4 Dwustopniowe wzbudzenia z udziałem lasera pułapkującego…………………………..18
2.5 Struktura widma jonizacyjnego przy skanowanym laserze repumper……………….21
3. Wpływ lasera Ti:sapphire (776 nm) na działanie pułapki
magnetooptycznej………………………………………………………………………………..28
4. Podsumowanie…………………………………………………………………………………….34
Bibliografia…………………………………………………………………………………………..35
1
1 Wstęp
Praca niniejsza zajmuje się spektroskopią zimnych atomów rubidu. Celem pracy było
doświadczalne wypróbowanie różnych metod spektroskopowych i ich analiza pod kątem
przydatności do diagnostyki atomów w pułapce.
W pierwszej części pracy przedstawiono wyniki badań spektroskopowych z użyciem detekcji
jonów, kreowanych przez dodatkowy (nieużywany standardowo w pułapce
magnetooptycznej) laser. Laser ten wyposażony był w system umożliwiający ciągłe
przestrajanie jego częstości, co umożliwiło wzbudzenie stanów 5D w 87Rb i zmierzenie
odległości energetycznych w strukturze nadsubtelnej poziomu 5D3/2.
Dalsza część pracy zawiera analizę widm jonizacyjnych rejestrowanych przy przestrajanej
częstości lasera przepompowującego.
Cała praca zajmuje się spektroskopią atomów w pułapce magnetooptycznej. W stosowanej
tu metodzie niezbędne było użycie silnego lasera, który jonizowałby atomy rubidu. Można
się spodziewać, że promieniowanie takiego lasera nie pozostaje bez wpływu na działanie
pułapki. Ostatnia część niniejszej pracy jest próbą przeanalizowania tego wpływu.
Jako wprowadzenie warto dokonać przeglądu metod chłodzenia atomowego i pułapek na
atomy neutralne, ze szczególnym uwzględnieniem pułapki magnetooptycznej, która została
wykorzystana w opisywanym doświadczeniu.
2
1.1 Chłodzenie i pułapkowanie atomów neutralnych
Podstawowym faktem pozwalającym na działanie pułapek atomowych jest istnienie
sił optycznych. Siły te są wynikiem oddziaływania neutralnych atomów z polem
elektromagnetycznym. Rozważmy wiązkę atomów dwupoziomowych, będących w stanie
podstawowym i poruszających się z prędkością ‫ݒ‬Ԧ. Niech przeciwbieżnie do wiązki atomowej
zostanie puszczona wiązka laserowa o częstości ߱௅ odstrojonej od rezonansu z przejściem
atomowym, tak aby równoważyć przesunięcie spowodowane efektem Dopplera. Mamy
ሬԦ ‫ݒ‬Ԧ, gdzie ߱଴ - częstość rezonansowa atomów, ݇
ሬԦ - wektor falowy atomów.
zatem ߱଴ = ߱௅ − ݇
Każdy z atomów wiązki w wyniku oddziaływania z polem rezonansowym doznaje
wzbudzenia, co związane jest z przekazem energii i pędu absorbowanego fotonu. Po czasie
związanym z czasem życia poziomu wzbudzonego atom emituje foton powracając do
poziomu podstawowego. Dla istnienia ciśnienia światła istotna jest tylko emisja
spontaniczna, jako zachodząca w przypadkowym kierunku. W procesie emisji wymuszonej
foton wysyłany jest w kierunku zgodnym z kierunkiem padania wiązki laserowej, a zatem
atom uzyskuje pęd skierowany przeciwnie do pędu przekazanego podczas absorpcji fotonu.
Ostatecznie więc zmiana pędu atomu jest zerowa. W wyniku procesu absorpcji i emisji
ሬሬሬሬሬሬሬሬԦ
ሬሬሬሬሬሬሬԦ
fotonu atom zmienia swój pęd o ∆‫݌‬Ԧ = ℏ݇
௔௕௦ − ℏ݇௘௠ , przy czym jeśli myślimy o emisji
spontanicznej, to po zajściu wielu takich procesów wkład do pędu uzyskanego przez atom w
wyniku odrzutu spontanicznie emitowanych fotonów uśrednia się do zera. Zatem całkowita
ሬሬሬሬԦ௅ , gdzie n jest
zmiana pędu po wielu aktach absorpcji emisji spontanicznej jest równa ݊ℏ݇
liczbą procesów wzbudzenia. Niezerowa zmiana pędu jest odpowiedzialna za siłę, którą
oddziałuje światło na atomy. Tego typu siłę optyczną – związaną z ciśnieniem światła
nazywamy siłą spontaniczną.
Innym rodzajem siły optycznej jest siła dipolowa. Jest ona konsekwencją pojawiania się
indukowanego momentu dipolowego podczas oddziaływania atomów z polem
elektromagnetycznym, który prowadzi do pojawienia się potencjału dipolowego (zgodnie z
[4]
3
ଷగ௖ మ ୻
ܷௗ௜௣ (‫ݎ‬Ԧ) = ଶℏఠయ ୼ ‫ݎ(ܫ‬Ԧ) ,
బ
gdzie: Г - tempo rozpraszania (scattering rate),
∆ - odstrojenie wiązki od rezonansu,
I – natężenie wiązki,
ω0 – częstość przejścia atomowego.
Siła dipolowa, jako gradient potencjału dipolowego jest proporcjonalna do gradientu
natężenia pola, co wskazuje na konieczność użycia wiązki niejednorodnej przestrzennie. Na
podstawie powyższego wzoru można wyciągnąć dwa ważne wnioski na temat potencjału
dipolowego. Po pierwsze, znak odstrojenia lasera użytego do pułapkowania dipolowego
determinuje znak potencjału. I tak dla odstrojeń ujemnych mamy do czynienia z ujemnym
potencjałem, którego minimum przypada na maksymalne natężenie wiązki. Natomiast, gdy
wiązka odstrojona jest w kierunku wyższych częstości, siła dipolowa wypycha atomy z
centrum wiązki, a minimum potencjału przypada na minimalne natężenie. Drugą rzeczą, na
którą warto zwrócić uwagę jest fakt, że potencjał dipolowy jest proporcjonalny do
natomiast tempo rozpraszania proporcjonalne jest do
୍
∆మ
୍
∆
,
. Pułapka dipolowa powinna zatem
mieć odpowiednią głębokość potencjału i jednocześnie minimalizować rozpraszanie, co
wymaga użycia wiązek o możliwie dużym natężeniu i jednocześnie daleko odstrojonych od
rezonansu z przejściem atomowym. Szerokie omówienie działanie pułapek dipolowych
można znaleźć w pracy [4].
Wróćmy do omawianego na początku przypadku atomu oddziałującego z wiązką niemalże
rezonansową. Jak pokazaliśmy, w wyniku takiego oddziaływania powstaje siła, która jeśli
mamy do czynienia z ukierunkowaną wiązką atomów, działa przeciwnie do kierunku ich
ruchu. Taką samą ideę spowalniania atomów możemy jednak zastosować w przypadku
ogólniejszym, gdy mamy do czynienia z chmurą, w której atomy poruszają się w dowolnych
kierunkach. Oddziaływanie takiej chmury atomowej z jedną tylko wiązka laserową (jak w
przypadku ukierunkowanej wiązki atomowej), prowadziło by do przyspieszania atomów
poruszających się w niektórych kierunkach. Aby uniknąć przyspieszania, a co za tym idzie
podgrzewania atomów, zamiast jednej wiązki laserowej posłużyć się tu można dwiema
przeciwbieżnymi wiązkami odstrojonymi nieznacznie (odstrojenie powinno być rzędu Г) od
rezonansu atomowego w kierunku niższych częstości. Ze względu na przesunięcie częstości
będące skutkiem efektu Dopplera, atomy będą z większym prawdopodobieństwem
absorbowały fotony z wiązki dla siebie przeciwbieżnej, gdyż będą ją „widziały” jako
rezonansową. Powoduje to, że siła spontaniczna pochodząca od wiązki, w kierunku której
4
atom się porusza jest większa niż ta wywierana przez wiązkę, od której atom się oddala.
Niezależnie więc od kierunku ruchu atomy są zawsze spowalniane, a co za tym idzie chmura
jest chłodzona. Konfigurację chmury atomowej w polu dwóch przeciwbieżnych, odstrojonych
ku czerwieni, wiązek nazywa się melasą optyczną przez analogię do ruchu ciała w ośrodku
lepkim. Siły lepkości są proporcjonalne do prędkości ciała i mają do niej przeciwny zwrot. W
opisywanym przypadku siła optyczna wykazuje taką zależność, jak siła lepkości dla ‫ ≅ ݒ‬0. W
melasie optycznej atomy są chłodzone, jednakże powoli dyfundują w różnych kierunkach nie
są więc zlokalizowane.
Okazuje się, że zlokalizowanie atomów w melasie optycznej możliwe jest poprzez
zastosowanie wiązek laserowych o ortogonalnych kołowych polaryzacjach, z równoczesnym
umieszczeniem chmury atomów w niejednorodnym polu magnetycznym. Jest to układ
wykorzystywany w pułapce magnetooptycznej (MOT – ang. magneto-optical trap) [1,2,3].
Zasadę działania pułapki magnetooptycznej przedstawimy na uproszczonym przykładzie
pułapki w jednym wymiarze. Umieśćmy atom w polu magnetycznym B wytworzonym przez
parę cewek w układzie antyhelmholtzowskim (rys.1).
B
z
0
Rys. 1. Pole magnetyczne wytworzone przez parę cewek w pułapce MOT
Pole B jest zerowe w punkcie z=0 (centrum pułapki) i wraz z oddalaniem się od centrum
zmienia się liniowo. Dla z=0 pole magnetyczne zmienia również znak. W wyniku zjawiska
Zeemana poziomy energetyczne atomu umieszczonego w takim polu ulegają rozszczepieniu.
Jeśli przyjmiemy dla uproszczenia atomy o tylko dwóch poziomach F=0 i F’=1, rozszczepieniu
zeemanowskiemu ulegnie tylko poziom górny. Rozszczepia się on na trzy podpoziomy
݉ிᇱ = +1, ݉ிᇱ = 0 oraz ݉ிᇱ = −1 (rys. 2).
5
m=-1
m=0
m=+1
m=0
z
0
Rys. 2. Rozszczepienie poziomów energetycznych w polu magnetycznym pułapki
Rozszczepienie to jest tym większe im silniejsze jest pole magnetyczne. Taka chmura
atomów niech teraz zostanie oświetlona dwiema przeciwbieżnymi wiązkami laserowymi
odstrojonymi ku czerwieni, tak jak w przypadku melasy optycznej. Polaryzacje tych wiązek
niech będą σ+ dla wiązki biegnącej na rysunku w prawo i σ- dla wiązki biegnącej w lewo.
Wiązka o polaryzacji dodatniej powoduje przejścia ݉ி = 0 → ݉ிᇱ = +1 natomiast wiązka o
polaryzacji ujemnej przejścia ݉ி = 0 → ݉ிᇱ = −1. Jeśli atom znajdzie się w położeniu o z>0,
bliżej rezonansu będzie wiązka σ- (biegnąca w kierunku mniejszych z), dla atomu w położeniu
z<0 bliżej rezonansu będzie wiązka σ+. Ponieważ ciśnienie światła jest tym większe im
bardziej rezonansowa jest wiązka laserowa, dlatego też atomy znajdujące się poza centrum
pułapki doznają siły, która zawsze kieruje je do położenia z=0. Cały czas działa również
mechanizm chłodzenia melasy optycznej, atomy są więc schładzane i lokalizowane. Realne
trójwymiarowe pułapki magnetooptyczne są prostym uogólnieniem przedstawionego
schematu. Zamiast jednej pary przeciwbieżnych wiązek mamy trzy pary wiązek świecących z
wzajemnie prostopadłych kierunków.
6
1.2 Pułapka na atomy rubidu
Całość niniejszej pracy zajmuje się zimnymi atomami rubidu umieszczonymi w
pułapce magnetooptycznej, takiej jak opisana powyżej. Pułapkowany był jeden z izotopów,
mianowicie 87Rb. Do pułapkownia wykorzystana została linia D2 przejścia 52S1/2 - 52P3/2 (rys.3)
F'=3
F'=2
5P3/2
F'=1
F'=0
MOT
repumper
F=2
5S1/2
F=1
87
rys.3. Schemat poziomów linii D2 Rb z zaznaczonymi wiązkami pułapkującą (MOT) i repompującą (repumper)
Laser pułapkujący odstrojony był nieznacznie ku czerwieni (niższym częstotliwościom) od
rezonansu z przejściem pomiędzy poziomami struktury subtelnej F=2 (52S1/2) i F’=3 (52P3/2).
Przejście to jest przejściem zamkniętym, zatem deekscytacja do podpoziomu F=1 stanu
podstawowego jest wzbroniona. Pewna część atomów może jednak dostać się do stanu F=1
(52S1/2), będąc wcześniej wzbudzona do stanu F’=2 (52P3/2), pomimo tego, że laser nie jest
dostrojony do przejścia F=2 (52S1/2) i F’=2 (52P3/2). Nieznaczne obsadzenie poziomu F’=2 jest
bowiem możliwe przy użyciu lasera pułapkującego dostrojonego do przejścia 52S1/2 - 52P3/2 ze
względu na niewielką odległość poziomów F’=2 i F’=3. Proces uciekania atomów do
najniższego stanu jest z naszego punktu widzenia niekorzystny, ponieważ powoduje ubytek
7
atomów w pułapce. W celu jego kompensacji włączamy dodatkowy laser, którego zadaniem
będzie przepompowywanie atomów z powrotem do stanu F=2 (52S1/2). Laser taki nazywany
laserem repompującym (ang. repumper) może działać na przejściu F=1 (52S1/2) – F’=2 (52P3/2)
lub F=1 (52S1/2) – F’=1 (52P3/2). Dokładny opis układu doświadczalnego pułapki
magnetooptycznej użytej w niniejszej pracy znaleźć można w pracy [9].
8
2 Spektroskopia jonizacyjna atomów rubidu
W doświadczeniach spektroskopowych ze spułapkowanymi atomami na ogół stosuje
się rejestrację fotonów. Tu zajmujemy się detekcją jonizacyjną. Takich prac nie ma wiele
(np.[5,6,7]). Jony w naszym doświadczeniu kreowane były w procesie fotojonizacji, przy
użyciu dodatkowego lasera. Laser ten świecący na długości fali 776 nm indukował przejścia
5P – 5D, natomiast z poziomu 5D atomy mogły być jonizowane. Komora próżniowa, w której
znajdowały się spułapkowane atomy rubidu, wyposażona została w detektor cząstek
naładowanych (channeltron), który pozwalał rejestrować sygnał proporcjonalny do liczby
jonów uwolnionych z pułapki. Sygnał ten w postaci widma zależnego od czasu rejestrowany
był na oscyloskopie.
2.1 Układ doświadczalny
Rys.4 Schemat przebiegu wiązek laserowych użytych w doświadczeniu
9
Rysunek 4 przedstawia schemat przebiegu wiązek laserowych, które były używane w naszym
doświadczeniu. Jest to układ typowej pułapki magnetooptycznej, z dołożonym dodatkowym
laserem świecącym na długości fali 776 nm.
Wiązka lasera pułapkującego (oznaczona na rys.4 kolorem czerwonym) została podzielona na
trzy części, z których każdą przepuszczono przez komorę próżniową w kierunkach wzajemnie
prostopadłych. Jedna z wiązek pułapkujących, przechodzącą prostopadle do płaszczyzny
rysunku, nie została na nim zaznaczona. Tor wiązki repompującej (oznaczonej kolorem
niebieskim) pokrywa się z torem jednej z wiązek pułapkujących. Laser użyty do pułapkowania
jest laserem diodowym pracującym w swobodnej generacji, w którym akcja laserowa
wymuszana jest techniką „injection locking” [11] przez laser diodowy z zewnętrznym
rezonatorem (tzw. master). Kolorem zielonym oznaczony jest tor wiązki lasera Ti:sapphire
świecącego na długości fali 776 nm. Wiązka ta przechodzi w tej samej płaszczyźnie co dwie
wiązki pułapkujące i repumper. Na końcu jej toru umieszczona jest kamera pozwalająca
wycelować wiązką Ti:sapphire w atomy zgromadzone w pułapce. Jony powstałe na skutek
działania lasera 776 nm rejestrowane są przez channeltron umieszczony w górnej części
komory próżniowej.
10
2.2 Widma jonizacyjne 87Rb
F''=3
44,6 MHz
28,6 MHz
14 MHz
F''=2
F''=1
F''=0
5D3/2
Ti:sapphire
F'=3
267,1 MHz
F'=2
157,2 MHz
F'=1
72,3 MHz
MOT
5P 3/2
F'=0
repumper
F=2
5S 1/2
6,8 GHz
F=1
87
Rys. 5 Schemat poziomów energetycznych Rb
Doświadczenie opisane poniżej polegało na spektroskopii atomów rubidu poddanych
dwustopniowym wzbudzeniom ze stanu podstawowego 5S1/2 do jednego ze stanów
struktury nadsubtelnej stanu 5D3/2. Atomy 87Rb spułapkowane były w pułapce
11
magnetooptycznej, w której poddane zostały działaniu dodatkowego lasera o długości fali
776 nm. Powodował on wzbudzenie atomów ze stanu 5P3/2 do stanu 5D3/2, z którego to
poziomu mogły one (przy pomocy fotonów lasera pułapkującego, repompującego lub 776
nm) być jonizowane. Rys. 5 przedstawia schemat układu poziomów energetycznych 87Rb
wraz z zaznaczonymi polami laserowymi biorącymi udział w doświadczeniu. Widma powstałe
podczas takich dwustopniowych wzbudzeń były rejestrowane przez channeltron. Jako laser o
długości fali 776 nm stosowany był w tym doświadczeniu laser tytanowo-szafirowy
(Ti:sapphire), zaopatrzony w system umożliwiający ciągłe przestrajanie częstości.
Na rys. 6 przedstawione zostało typowe widmo jonizacyjne zarejestrowane dla ustalonych
parametrów działania laserów biorących udział w działaniu pułapki magnetooptycznej. Laser
repompujący dostrojony był do przejścia 5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=2), natomiast laser pułapkujący
odstrojony o około 14 MHz od przejścia 5S1/2 (F=2)-5P3/2(F’=3). Częstość lasera Ti:sapphire w
trakcie rejestracji skanowana była wokół przejścia 5P3/2-5D3/2. Skala częstości podana na tym
widmie (tak jak i na widmach w dalszej części pracy) jest tylko skalą względną. Uzyskano ją
przez równoczesną rejestrację sygnału jonowego i sygnału z interferometru Fabry-Perot, o
przedziale dyspersji 181 MHz. Główny wkład do niedokładności wyznaczenia odległości
pomiędzy pikami na widmie jonizacyjnym (co skutkuje niedokładnością podanych dalej
odległości energetycznych podpoziomów struktury nadsubtelnej) daje niedokładność
wyznaczenia skali częstości. Natomiast wyznaczenie skali częstości obarczone jest błędem
związanym z niedużą liczbą prążków interferencyjnych, które mogą być rejestrowane w
czasie jednego skanu. Uzasadnione są więc próby zagęszczenia prążków interferencyjnych, a
co za tym idzie zmniejszenia przedziału dyspersji interferometru. Można oczywiście
zwiększać odległość między lustrami w interferometrze Fabry-Perot, ale ze względu na
oszczędność miejsca wygodniej jest zastosować konfokalny interferometr o odpowiednim
stopni degenaracji. Pozwala to na otrzymanie przedziałów dyspersji, które gwarantują
rejestrację odpowiedniej liczby prążków na jeden skan, przy akceptowalnych rozmiarach
interferometru. Interferometr stosowany przez nas miał, po zagęszczeniu prążków, przedział
dyspersji równy 181 MHz (jego nominalny przedział dyspersji wynosił 1,5 GHz). Szerokie
omówienie problemu kalibracji częstości w spektroskopii laserowej, z zastosowaniem
interferometru Fabry-Perota można znaleźć w pracy [10]
Na widmie z rys. 6 widać dwie wyraźne grupy pików, które są wynikiem różnych procesów
mogących w naszej sytuacji prowadzić do jonizacji atomów rubidu. Do dokładnej
interpretacji tego widma potrzebne są jednak bardziej szczegółowe pomiary, które będą
przedstawione w dalszej części.
12
sygnał jonowy [jednostki umowne]
4,0
3,5
3,0
2,5
2,0
1,5
1,0
0,5
0,0
-200
0
200
400
600
800
1000
względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz]
Rys. 6 widmo jonizacyjne zarejestrowane przy skanowanym laserze Ti:sapphire
moc lasera Ti:sapphire – 100 mW
2.3 Dwufotonowe przejścia z udziałem lasera repompującego.
W pierwszej kolejności skupimy uwagę na grupie słabszych pików widocznych na rys.
6 po lewej stronie widma. Należy zwrócić uwagę, że zero skali częstości na wykresie (rys.6)
jest względne i prawdziwe są jedynie odległości pomiędzy poszczególnymi pikami, a nie ich
bezwzględne położenie. Okazuje się, że w tym przypadku mamy do czynienia z
wzbudzeniami do poziomu 5D3/2 poprzez przejścia dwufotonowe z udziałem fotonów lasera
repompującego i przestrajanego Ti:sapphire. Wzbudzenia takie odbywają się poprzez stan
wirtualny co schematycznie ilustruje rysunek 7.
13
kontinuum
F"=3
F"=2
F"=1
F"=0
5D3/2
Ti:sapphire
F'=2
5P3/2
F'=1
repumper
F=1 5S 3/2
Rys.7 Dwufotonowe przejścia poprzez stan wirtualny
Inną możliwością wzbudzenia stanu 5D jest wzbudzenie stanu 5P i rezonansowe przejście 5P5D. Proces taki nazywany jest „step-by-step” i będziemy mieli z nim do czynienia w dalszej
części niniejszej pracy.
Aby potwierdzić tezę o dwufotonowej naturze badanych przejść, przeprowadzono szereg
pomiarów, w których, poza częstością lasera Ti:sapphire, zmieniano też odstrojenie lasera
repompującego. Dla różnych częstości repumpera piki pochodzące od przejść
dwufotonowych powinny zmieniać swoje położenie względem głównego dużego piku (w
okolicy 1200 MHz na rys. 8), który jest wynikiem przejść z udziałem lasera pułapkującego (co
pokażemy później). Pierwszy pomiar polegał na rejestracji widma takiego jak na rys. 6 (z
osłabioną do 33 mW mocą lasera Ti:sapphire), jednak dla dwóch różnych częstości
14
repumpera (rys. 8). Raz dostrojony został do przejścia 5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=2) (na rysunku
kolor czerwony i oznaczenie „rep F’=2”), natomiast podczas drugiego pomiaru dostrojony był
do przejścia 5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=1) (kolor czarny i oznaczenie rep F’=1).
2,0
sygnał jonowy [jednostki umowne]
1,5
1,0
0,5
0,0
-0,5
(rep F'=1)
-1,0
-1,5
-2,0
-2,5
-3,0
(rep F'=2)
-3,5
-4,0
-200
0
200
400
600
800
1000
1200
1400
1600
względna skala częstości [MHz]
Rys. 8 Widma jonizacyjna dla lasera repumper dostrojonego do różnych przejść repompujących
Pomiar ten potwierdza dwufotonową naturę badanych przejść. Dla potrzeb dokładniejszej,
ilościowej analizy przeprowadzono serię analogicznych pomiarów dla różnych odstrojeń
lasera repompującego (rys. 9). Widma poniższe zarejestrowane były w takich samych
warunkach jak te na rys. 8, z tą różnicą, że moc Ti:sapphire była w tym wypadku wyższa (100
mW). Należy powiedzieć, że w przedstawianych tu pomiarach moc lasera Ti:sapphire
dobierana była tak, aby sygnał jonizacyjny był najwyraźniejszy. Dla każdego widma na rys. 9
inna była częstość lasera repompującego, którą zmieniano z krokiem co 50 MHz. Podane w
MHz na rysunku wartości odnoszą się do odstrojenia lasera repompującego od rezonansu
5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=2). Widmo dla repumpera działającego dokładnie na wspomnianym
przejściu jest oznaczone jako F’=2.
15
1
1
+200 MHz
1
+150 MHz
1
+100 MHz
1
+50 MHz
1
F'=2
1
-50 MHz
1
-100 MHz
1
-150 MHz
200
400
600
względna skala czestości lasera Ti:sapphire [MHz]
odstrojenie repumpera od rezonansu 5S1/2 F=1 - 5P3/2 F'=2
+250 MHz
Rys. 9 Widma jonizacyjne dla różnych odstrojeń laser repompującego
odległość piku 1 od głównego piku /por. rys.8/
Zgodnie z przewidywaniem widać, że podczas przestrajania lasera repompującego cała
struktura poboczna przesuwa się względem głównego dużego piku o wartość równą
względnemu odstrojeniu repumpera. Rysunek 10 przedstawia zależność odległości piku
oznaczonego na rys.9 jako „1” od odstrojenia repumpera. Jak należało się spodziewać,
zależność ta jest liniowa.
600
500
400
300
200
100
0
-200
-150
-100
-50
0
50
100
150
200
250
300
odstrojenie repumpera od rezonansu 5S1/2 F=1 - 5P3/2 F'=2 [MHz]
Rys. 10 Zależność odległości piku „1” od głównego maksimum jonizacyjnego, od odstrojenia lasera
repompującego /por. rys. 9/.
16
Jeśli popatrzymy na wykresy dla dodatnich odstrojeń repumpera od rezonansu (dla
ujemnych odstrojeń widać, że struktura pochodząca od przejść dwufotonowych zaczyna
nachodzić na główny pik, co uniemożliwia ilościową interpretacje tych wyników) zauważymy,
że pojawiają się cztery piki. Piki te odpowiadają przejściom do wszystkich czterech
podpoziomów struktury nadsubtelnej stanu 5D3/2. Przejście 5P3/2(F’=2)- 5D3/2(F”=0) jest
zabronione, dlatego też jeśli repumper jest dokładnie dostrojony do poziomu F’=2
obserwujemy tylko trzy piki (rys. 8 i rys.9). Poniżej (tab. 1) przedstawiono wyznaczone na
podstawie przedstawionych wyników odległości energetyczne w strukturze nadsubtelnej
stanu 5D3/2 87Rb (por. rys.5). Rysunek 11 przedstawia fragment widma z rysunku 10 dla
lasera repompującego odstrojonego o 50 MHz od przejścia 5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=2). Na
rysunku tym zaznaczono, które piki odpowiadają przejściom do poszczególnych składowych
struktury nadsubtelnej stanu 5D3/2. Uzyskane przez nas wyniki zbliżone są do uzyskanych
analogiczną metodą przedstawionych w pracy [5], podanych w trzeciej kolumnie tabeli 1.
Niepewności pomiaru wyników z pracy [5] wahają się pomiędzy 0,5 a 1 MHz.
F”—F”
∆ν [MHz]
∆ν [MHz] wg [5]
3--2
2--1
1--0
45,5 ± 1,1
28,9 ± 0,6
13,1 ± 0,7
44,6
28,6
87
tab.1 Odległości zmierzone pomiędzy składowymi struktury nadstubtelnej poziomu 5D3/2 Rb .
F"=2
F"=1
F"=0
F"=3
200
250
300
350
400
450
500
względna skala czestości lasera Ti:sapphire [MHz]
Rys. 11 Dwufotonowe przejścia do stanu 5D3/2 z udziałem lasera repompującego.
17
2.4 Dwustopniowe wzbudzenia z udziałem lasera pułapkującego.
Poniżej postaramy się zinterpretować drugą część widma przedstawionego na rys. 6.
Wszystkie dotychczas prezentowane pomiary były prowadzone przy dużych mocach lasera
Ti:sapphire, tj. od 33-100 mW, co powodowało możliwość obserwacji części widma
będącego wynikiem wzbudzeń dwufotonowych z udziałem repumpera. Z drugiej strony, tak
duża moc lasera zakłóca część widma, którą chcemy zająć się poniżej w stopniu
uniemożliwiającym jej interpretację. Aby tego uniknąć, pomiary były przeprowadzane przy
laserze Ti:sapphire pracującym z małą mocą (1 mW). Rys. 12 przedstawia widmo jonizacyjne
zarejestrowane w zależności od częstości lasera Ti:sapphire, przestrajanego wokół długości
fali 776 nm. Laser repompujący dostrojony był w tym przypadku do przejścia 5S1/2 (F=1)5P3/2(F’=1).
sygnał jonowy [jednostki umowne]
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
200
300
400
500
600
700
800
względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz]
Rys.12 Widmo jonowe dla mocy lasera Ti:sapphire 1 mW
18
Widać, że mamy do czynienia z czterema liniami, a właściwie z dwiema parami linii. Sygnał
jonizacyjny na rys. 12 jest efektem wzbudzeń generowanych przez fotony wiązek
pułapkujacej i Ti:sapphire. Są to wzbudzenia do podpoziomów o F”=3 i F”=2 poziomu 5D3/2.
Fakt, że zamiast spodziewanych w takim wypadku dwóch linii występują cztery, można
prosto wytłumaczyć, pamiętając, że mamy do czynienia z dwoma konkurencyjnymi
procesami, które mogą prowadzić do jonizacji. Są to przejścia „krok po kroku” (ang. step-bystep) z użyciem stanu pośredniego (5P3/2 F’=3), oraz wspominany wcześniej proces
dwufotonowy poprzez stan wirtualny (rys. 13). W odróżnieniu od przejść dwufotonowych
opisanych poprzednio teraz zachodzą one z udziałem wiązek pułapkujących.
F"=3
F"=2 5D3/2
F"=1
F"=0
Ti:sapphire
Ti:sapphire
F'=3 5P 3/2
MOT
MOT
a
F=2 5S 3/2
b
Rys. 13 Dwustopniowe wzbudzenie z udziałem wiązki pułapkującej
a) step-by-step b)dwufotonowe
Separacja pików odpowiadających przejściom dwufotonowym i step-by-step, odpowiadać
powinna odstrojeniu wiązki MOT od przejścia 5S1/2 (F=2)-5P3/2(F’=3). Zatem prostym
potwierdzeniem pochodzenia pików z rys. 12 będzie przeprowadzenie pomiaru dla różnych
odstrojeń wiązki pułapkującej. Wyniki takiego pomiaru pokazane są na wspólnym wykresie
(rys. 14).
19
odstrojenie wiązek MOT od przejścia pułapkującego
+15 MHz
+10 MHz
+5 MHz
O
400
450
500
550
600
650
700
względna skala częstości lasera Ti:sapphire [MHZ]
Rys. 14 Widma jonizacyjne dla różnych odstrojeń lasera pułakującego
Widać na nim, że rzeczywiście w miarę zwiększania odstrojenia wiązki pułapkującej piki
odpowiadające przejściom dwufotonowym (na rys. 14 oznaczone klamrą) przesuwają się
względem pozostałych, zachowując odległość między sobą, która odpowiada separacji
podpoziomów o F”=3 i F”=2 w strukturze nadsubtelnej poziomu 5D3/2. Wykres czarny
(oznaczony 0) odpowiada standardowemu dla naszej pułapki odstrojeniu o 14 MHz, a
pozostałe odstrojenia liczone są względem niego. Przeprowadzenie pomiarów w szerszym
zakresie odstrojeń było niemożliwe, ponieważ pułapka magnetooptyczna dla większych
odstrojeń przestawała działać. Wyznaczono na podstawie tych pomiarów odległość
pomiędzy poziomami 5D3/2;F”=3, a 5D3/2;F”=2; ∆ν=43,3 ± 1,3MHz. Wynik ten jest zbliżony do
wyniku uzyskanego przez nas poprzednio (por. tab.1).
20
2.5 Struktura widma jonizacyjnego przy skanowanym laserze repumper
Poniżej (rys. 15) przedstwiono typowe widmo jonizacyjne otrzymane podczas przestrajania
lasera repompującego. W trakcie pomiaru laser Ti:sapphire był dostrojony do rezonansu z
przejściem 5P3/2-5D3/2. Wiązki MOT pracowały przy standardowym odstrojeniu 14 MHz od
przejścia pułapkującego. Moc Ti:sapphire 150 mW.
sygnał jonowy [jednostki uomowne]
0,0
-0,5
-1,0
-1,5
-2,0
-2,5
-3,0
-3,5
-0,02
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
częstość lasera repompującego [jednostki umowne]
Rys. 15 Widmo jonizacyjne przy przestrajanym laserze repompującym i dużej mocy laera Ti:sapphire (150 mW)
21
Na początek staraliśmy się przeanalizować strukturę złożoną z pięciu wąskich pików na
prawym zboczu powyższego widma. W tym celu zebraliśmy szereg widm zarejestrowanych
przy przestrajaniu repumpera wokół przejścia F=1(5S1/2)-F’=3(5P3/2). Jest ono zabronione jako
przejście jednofotonowe. Najprawdopodobniejszym procesem mogącym prowadzić do
jonizacji byłyby więc w tym obszarze przejścia dwufotonowe z udziałem laserów
repompującego i Ti:sapphire.
kontinuum
F"=3
F"=2
F"=1
F"=0
5D3/2
Ti:sapphire
F'=2
5P3/2
F'=1
repumper
F=1 5S 3/2
Rys. 16
Na rys. 16 przedstawiono możliwą sytuację. Gdy laser repompujący nie jest dokładnie
dostrojony do przejścia F=1-F’=3, lecz suma jego częstości i częstości lasera Ti:sapphire
odpowiada odległości ze stanu podstawowego do któregoś z podpoziomów poziomu 5D3/2,
wtedy możliwe jest wzbudzenie tego podpoziomu przy pomocy lasera Ti:sapphire, a co za
22
odstrojenie lasera Ti:sapphire [jednostki umowne]
tym idzie jonizacja. Aby zweryfikować powyższe przypuszczenia przeprowadziliśmy serię
pomiarów, w których skanowany był repumper, a dodatkowo dla każdego kolejnego widma
inne było odstrojenie lasera Ti:sapphire. Wyniki zebrane na wspólnym wykresie (rys. 17)
wskazują na prawdziwość tezy, że mamy do czynienia z przejściami dwufotonowymi. Widać,
że grupa czterech pików wraz ze zmianą odstrojenia lasera Ti:sapphire przesuwa się na tle
nieruchomego (w granicach dokładności pomiaru) piątego piku (oznaczonego na widmach
znakiem x), nie zmieniając swoich wzajemnych odległości. Widać, że odległości pomiędzy
pikiem oznaczonym „x”, a pozostałymi pikami zmieniają się wraz z odstrojeniem lasera
Ti:sapphire liniowo. Niestety nie dysponowaliśmy możliwością dokładnego określenia
odstrojenia lasera Ti:sapphire, dlatego też wyniki te mają jedynie charakter jakościowy. Daje
się jednak zauważyć liniowa zależnośc położenia grupy czterech pików od odstrojenia lasera
Ti:sapphire (na rys. 17 zaznaczona linią).
x
22
20
9
18
x
16
14
x
8
x
7
x
6
12
10
x
8
5
x
4
6
3
x
4
2
x
2
0
-0,02
1
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
odstrojenie lasera repompującego [jednostki umowne]
Rys. 17 Widma jonizacyjne przy skanowanym laserze repompującym, dla różnych odstrojeń lasera Ti:sapphire
23
Pozostaje pytanie o pochodzenie piątego piku w tej strukturze (x), którego położenie
podczas przestrajania lasera repompującego nie zmieniało się. Okazuje się, że, przy takich
samych warunkach, jak dla rysunku 17, występuje on również w widmie fluorescencji pułapki
magnetooptycznej, co pokazują rysunki 18 i 19. Na wykresach tych przedstawione są widma
fluorescencji, a także widma jonizacyjne zarejestrowane przy przestrajaniu lasera
repompującego. Prawa część widma jonizacyjnego (na rys. 18 wyróżniona elipsą) odpowiada
widmu na rysunku 17 oznaczonym cyfrą 4. Sygnał w widmach jonizacyjnych pojawiających
się w dotychczasowych rozważaniach miał znak dodatni. Ujemny sygnał na rysunkach 16, 18 i
19 jest efektem rejestracji prądu jonowego bez pośrednictwa licznika jonów, jak miało to
miejsce wcześniej. Taki sposób rejestracji podytkowany był tylko wygodą zapisu danych.
Należy zwrócić uwagę, że widma z rysunku 17 zostały obrócone w trakcie opracowywania
danych i odpowiadają dokładnie fragmentowi wyróżnionemu na rysunku 18 elipsą.
Wprawdzie w niniejszym doświadczeniu nie prowadziliśmy analizy spektralnej światła
fluorescencji, ale ponieważ dominuje w niej emisja ze stanu 5P3/2, można stwierdzić, że
natężenie fluorescencji jest miarą populacji tego stanu. Dwa szerokie maksima we
fluorescencji (rys. 18 i19) odpowiadają „repumperowi” dostrojonemu do jednego z przejść
używanych standardowo do repompowania (5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=1) lub 5S1/2 (F=1)5P3/2(F’=2)). Rysunek 19 przedstawia sygnał jonizacyjny i fluorescencję z pułapki
zarejestrowane przy „repumperze” skanowanym jak wcześniej, natomiast bez udziału lasera
Ti:sapphire. Widać, że pik („x”) jest widoczny we fluorescencji także przy wyłączonym
laserze Ti:sapphire (bez lasera Ti:sapphire nie mamy oczywiście sygnału jonizacyjnego).
Wskazuje to, że odpowiedzialny za ten pik musi być proces z udziałem jedynie wiązek
pułapkujących i przepompowujących.
24
F=1 - F'=1
F=1 - F'=2
fluorescencja z MOT-a
x
sygnał jonizacyjny
-0,02
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
odstrojenie lasera repompującego [jednostki umowne]
Rys. 18 widmo jonizacyjne i fluorescencja z pułapki przy skanowanym laserze repompującym.
Laser Ti:sapphire włączony
F=1 - F'=1
F=1 - F'=2
fluorescencja z MOT-a
x
sygnał jonizacyjny
-0,02
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
odstrojenie lasera repompującego [jednostki umowne]
Rys. 19 Widmo jonizacyjne i fluorescencja z pułapki przy skanowanym laserze repompującym.
Laser Ti:sapphire wyłączony
25
Możliwym wytłumaczeniem pochodzenia tego piku jest ramanowski proces z udziałem
fotonów wiązek MOT i „repumper” przedstawiony na rysunku 20.
F'=3 5P3/2
MOT
repumper
F=2 5S3/2
F=1 5S3/2
Rys. 20 Ramanowskie przejście ze stanu 5S3/2 (F=1) do stanu 5S3/2 (F=2) z udziałem wiązek pułapkujących i
repompujących
odstrojenie wiązek MOT
Dzieki takiemu procesowi repumper może działać, pomimo tego że przejście na poziom o
F’=3 jest zabronione. Aby potwierdzić, że rzeczywiście jest to tego typu proces zebraliśmy
serię widm fluorescencji z pułapki magnetooptycznej (rys. 21). Dla każdego widma inne było
odstrojenie wiązek pułapkujących, natomiast widma rejestrowane były w zależności od
odstrojenia lasera repompującego.
-300
-200
-100
0
100
200
300
400
względna skala odstrojenia lasera repompującego [MHz]
Rys. 21 Widma fluorescencji z pułapki dla różnych odstrojeń wiązek pułapkujących
26
Widać podwójną strukturę badanego piku, która jest najprawdopodobniej wynikiem
rozszczepienia przez dynamiczny efekt Starka poziomu F=2 5S3/2 polem wiązek
pułapkujących. Odległość pomiędzy składowymi tej struktury zmniejsza się wraz ze
zmniejszaniem odstrojenia wiązek MOT.
27
3. Wpływ lasera Ti:sapphire (776 nm) na działanie pułapki
magnetooptycznej.
W opisywanym doświadczeniu oprócz laserów wykorzystywanych standardowo w
pułapce magnetooptycznej stosowany jest dodatkowy laser tytanowo szafirowy (oznaczony
jako Ti:sapphire), którego intensywne promieniowanie może mieć wpływ na działanie
pułapki. Jakościowym badaniom tego wpływu poświęcone są dalsze części pracy.
Wpływ dodatkowego lasera na pułapkę magnetooptyczną można badać rejestrując
natężenie fluorescencji z pułapki. Pamiętamy z poprzednich rozważań, że natężenie to jest
miarą populacji stanu 5P3/2. Aby wyeliminować długoczasowe zmiany fluorescencji, w tor
wiązki lasera Ti:sapphire włożony został chopper, który zasłaniał i odsłaniał laser z częstością
ok. 1 kHz. Sygnał fluorescencji skorelowany z tą modulacją lasera Ti:sapphire zbierany był
poprzez wzmacniacz fazoczuły (lock in). Widma fluorescencji rejestrowane były przy
skanowanej częstości lasera Ti:sapphire.
1,8
0,9
0,0
-100
0
100
200
względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz]
Rys. 22 Widmo fluorescencji z pułapki magnetooptycznej przy skanowanej częstości lasera Ti:sapphire.
Wkładka w górnej części tego wykresu przedstawia sygnał jonowy skorelowany ze zmianą fluorescencji.
28
Na rysunku 22 pokazane jest typowe widmo fluorescencji z pułapki. Na wszystkich widmach
fluorescencji zamieszczonych w niniejszej pracy maksima na wykresach oznaczają spadek
fluorescencji. Struktura tego widma odpowiada strukturze widma jonizacyjnego, będącego
wynikiem dwustopniowych wzbudzeń z udziałem lasera pułapkującego. Odpowiednie widmo
jonizacyjne przedstawione jest dla porównania w pomniejszeniu na rysunku 22. Jest to
widmo opisane we wcześniejszej części niniejszej pracy (por. rys. 12). Wyjaśnienia dlaczego
w widmie fluorescencji z pułapki występują minima odpowiadające pikom w widmie
spektroskopii jonizacyjnej można szukać poprzez tzw. mechanizm double resonance optical
pumping (DROP) opisany w pracy [8].
Poniżej przedstawimy ideę tego zjawiska. Na rysunku 23 przedstawiono prosty układ
poziomów energetycznych, na przykładzie którego opiszemy mechanizm DROP. Opiera się
on na oddziaływaniu atomów z dwiema wiązkami laserowymi, przy czym obie są dostrojone
do rezonansu z innym przejściem atomowym. Przejścia te są dobrane tak, aby górny poziom
jednego z nich był równocześnie dolnym poziomem drugiego.
e
L2
m2
m1
L1
g2
g1
Rys. 23 Układ poziomów energetycznych z zaznaczonymi polami laserowymi biorącymi udział w pompowaniu
DROP
Populacja stanu g2 maleje na skutek przepompowywania atomów ze stanu wzbudzonego e
do niższego stanu podstawowego g1 poprzez stan pośredni m1. W naszym doświadczeniu
rolę lasera L1 pełnią wiązki pułapkujące, natomiast laser L2 odpowiada laserowi Ti:sapphire.
29
W opisywanym przez nas doświadczeniu mechanizm DROP zwiększa populację w stanie g1
(5S1/2 F=1), a tym samym zmniejsza liczbę atomów w pułapce, co skutkuje zanikiem
fluorescencji ze stanu m2 (5P3/2 F’=2). Minima we fluorescencji na rysunku 22 odpowiadają
częstościom lasera Ti:sapphire, które pozwalają na wzbudzenie stanu 5D3/2 F’’=2 lub 5D3/2
F’’=3. Wzbudzenie to może być wynikiem przejścia dwufotonowego lub „step by step”.
Poziomy te odpowiadają na rysunku 23 poziomowi wzbudzonemu e, z którego atomy
przepompowywane są do stanu 5S1/2 F=1. W standardowym układzie pułapki
magnetooptycznej straty atomów związane z ucieczką do najniższego podpoziomu stanu
podstawowego są kompensowane poprzez działanie lasera przepompowującego (repumper).
Mechanizm DROP zwiększa te straty, zatem widmo przedstawione na rys. 22 powinno być
zależne od mocy lasera repumper. Wykonano serię pomiarów fluorescencji dla różnych mocy
repumpera. Laser Ti:sapphire był w czasie rejestracji widm skanowany [skala częstości na
wykresie (rys.24) jest skalą względną]. Wszystkie zarejestrowane widma zebrano na
wspólnym wykresie (rys.24).
10 µW
moc repumpera
30 µW
100 µW
300 µW
1mW
3mW
10mW
-400
-200
0
200
400
względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz]
Rys. 24 Widma fluorescencji z pułapki MOT dla różnych mocy laser repompującego
Skala częstości lasera Ti:sapphire na rysunku 24 została dobrana tak, aby zero odpowiadało
głównemu maksimum w widmie jonizacyjnym dla dwustopniowych wzbudzeń z udziałem
wiązek pułapkujących. Dla małych mocy repumpera sygnał ma kształt absorpcyjny i można
30
go wyjaśnić poprzez mechanizm DROP – laser przepompowujący nie jest na tyle mocny, aby
zniwelować straty atomów z pułapki zwiększone działaniem lasera Ti:sapphire. Wraz ze
wzrostem mocy repumpera kształt widma zmienia się z absorpcyjnego na dyspersyjny.
Repumper jest teraz na tyle mocny, że niweluje nie tylko standardowe pompowanie atomów
do stanu 5S1/2 F=1 przy pomocy wiązek pułapkujących, ale także to związane z działaniem
dodatkowego lasera na przejściu 5P3/2 – 5D3/2. Zmiany we fluorescencji są w tym wypadku
najprawdopodobniej efektem przesunięcia światłem poziomu 5P3/2 F’=3. Przesunięcie to jest
spowodowane oddziaływaniem tego poziomu z laserem Ti:sapphire i zależne jest od jego
odstrojenia. Zależnie od tego czy laser Ti:sapphire odstrojony jest ku wyższym, czy niższym
częstościom energia poziomu 5P3/2 F’=3 przesuwana jest w górę lub w dół. Wiązki
pułapkujące, które w trakcie pomiaru miały cały czas jednakową częstość, wskutek tego
przesunięcia stają się bardziej lub mniej rezonansowe z przejściem pułapkującym (5S1/2 (F=2)5P3/2(F’=3)). Powoduje to widoczny na rysunku 19 wzrost lub spadek fluorescencji, dla
większych mocy repumpera.
Skoro widmo fluorescencji związane jest z
przepompowywaniem atomów do stanu ciemnego, z którego powrót do pułapki umożliwia
„repumper”, powinno ono być zależne również od odstrojenia lasera przepompowującego.
Na poniższych wykresach (rys. 25) przedstawione zostały widma fluorescencyjne, podczas
rejestracji których repumper dostrojony był do przejścia 5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=2), lub był
odstrojony od niego o kilkadziesiąt MHz. Dodatkowo zarejestrowane dla każdego przypadku
widmo spektroskopii jonizacyjnej.
fluorescencja
fluorescencja
sygnał jonowy
sygnał jonowy
0,00
0,07
0,14
odstrojenie lasera Ti:sapphire [jednostki umowne]
a
0,0
0,2
odstrojenie lasera Ti:sapphire [jednostki umowne]
b
Rys. 25 Widma fluorescencyjne i jonizacyjne dla lasera repompującego dostrojonego do rezonansu 5S1/2 (F=1)5P3/2(F’=2) (a) i odstrojonego o kilkadziesiąt MHz (b)
31
W przypadku gdy repumper
działa na przejściu używanym standardowo do
przepompowywania atomów z powrotem do stanu, w którym są pułapkowane (rys. 25 a)
mamy do czynienia z przypadkiem takim jak przedstawiony na rysunku 24 dla większych
wartości mocy repumpera – zmiany we fluorescencji spowodowane są przesunięciem
światłem będącym efektem działania lasera Ti:sapphire. Kiedy repumper ustawiony jest obok
linii obserwujemy zanik sygnału jonowego i spadek fluorescencji (rys. 25 b), co
spowodowane jest, jak sądzimy, zgromadzeniem wszystkich atomów w stanie 5S1/2 F=1 przy
pomocy mechanizmu DROP, skąd nie są one wzbudzane.
Wraz ze wzrostem mocy lasera w widmie fluorescencji (rys.24) pojawia się dodatkowe
minimum oddalone od opisywanego powyżej o odległość równą odległości pomiędzy
przejściem pułapkującym, a przejściem, na którym w naszej pułapce działał laser
przepompowujący. Jeżeli repumper przestrojony zostanie tak, aby działał na drugim przejściu
używanym przez nas do repompowania (5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=1)), minimum to przesuwa się
dalej o tyle, o ile odległe jest drugie przejście repompujące (rys. 26 b). Niestety nie udało się
jednoznacznie określić pochodzenia tego zjawiska.
repumper dostrojony do przejścia 5S1/2 F=1 - 5P3/2 F'=1
repumper dostrojony do przejścia 5S1/2 F=1 - 5P3/2 F'=2
8
4
mała moc repumpera
duża moc repumpera
0
F lo u re s ce n cja lo ck-in
F lo re sce n cja L o ck l In
4
2
mała moc repumpera
duża moc repumpera
0
-2
-600
-400
-200
0
200
400
względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz]
a
600
-600
-400
-200
0
200
400
600
względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz]
b
Rys. 26 Widma fluorescencyjne dla lasera repompującego dostrojonego do rezonansu 5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=2) (a)
i 5S1/2 (F=1)-5P3/2(F’=1) (b)
32
transmisja wiązki próbkującej
Powyższe rozważania wskazują, że zanik fluorescencji z pułapki magnetooptycznej w
obecności dodatkowego lasera działającego na przejściu 5P3/2 – 5D3/2, związany jest z
gromadzeniem się atomów w stanie o F=1 poziomu podstawowego. Gromadzenie to
powodowane jest przez dwurezonansowe przepompowywanie do tego stanu poprzez stan
5D3/2 (DROP). Dodatkowym potwierdzeniem tej hipotezy może być spektroskopia
absorpcyjna pułapki magnetooptycznej, która pozwala na zbadanie w jakim stanie znajdują
się atomu rubidu. Na rysunku 27 porównano widma absorpcyjne atomów w pułapce dla
układu z włączonym i wyłączonym laserem Ti:sapphire. „Sople” po lewej stronie obu widm
odpowiadają absorpcji na przejściu ze stanu 5S1/2 F=2, natomiast mniejsze „sople” po prawej
stronie widm odpowiadają absorpcji na przejściu za stanu 5S1/2 F=2. Szersze wgłębienia
pośrodku widm pochodzą od 85Rb, który nie jest pułapkowany i daje sygnały absorpcyjne
poszerzone dopplerowsko.
laser Ti:sapphire włączony
laser Ti:sapphire wyłączony
odstrojenie wiązki próbkującej
Rys. 27 Widma absorpcyjne dla włączonego i wyłączonego lasera Ti:sapphire
Widać, że gdy włączony jest dodatkowy laser, więcej atomów znajduje się w stanie 5S1/2 F=1,
co zdaje się potwierdzać istnienie tutaj dodatkowego mechanizmu pompującego atomy do
tego stanu. Należy zwrócić jednak uwagę, że nie jesteśmy tutaj wstanie określić na jakiej linii
świecił laser Ti:sapphire. W związku z tym zwiększenie populacji stanu 5S1/2 F=1 może być
również wynikiem „wyłączenia” lasera repumper, które powoduje powstanie dodatkowego
minimum we fluorescencji (por. rys.18).
33
4. Podsumowanie.
Celem tej pracy było spektroskopia zimnych atomów rubidu w pułapce
magnetooptycznej. Badanie spektroskopowe możliwe było dzięki detekcji jonów kreowanych
przez laser o długości fali 776 nm, działający na przejściu 5P3/2 – 5D3/2. Zmierzono metodą
spektroskopii jonizacyjnej odległości energetyczne w strukturze nadsubtelnej poziomu 5D3/2
87
Rb i porównano je z otrzymanymi taka samą drogą, przedstawionymi w pracy[GABBANINI].
Analiza widm jonizacyjnych rejestrowanych w różnych warunkach pozwoliła na
zidentyfikowanie linii odpowiadających różnym możliwym procesom, prowadzącym do
jonizacji atomów. Są to przejścia dwufotonowe i „krok po kroku”.
W końcowej części pracy starano się zanalizować wpływ dodatkowego silnego pola
laserowego na działanie pułapki magnetooptycznej. Przeprowadzono szereg pomiarów,
które jednak nie wyjaśniły jednoznacznie natury wszystkich zachodzących w pułapce
procesów. Jest to między innymi wynikiem braku możliwości dokładnego określenia
częstości lasera używanego przez nas na przejściu 5P-5D.
34
Bibliografia
[1] S. CHU, Manipulowanie cząstkami obojętnymi, Wykład noblowski, Postępy Fizyki 50(3),
113 (1999)
[2] C. COHEN-TANNOUDJI, Manipulowanie atomami za pomocą fotonów, Wykład noblowski,
Postępy Fizyki 50(1), 2 (1999)
[3] W.D. PHILLIPS, Laserowe chłodzenie i pułapkowanie atomów obojętnych, Wykład
noblowski, Postępy Fizyki 49(6), 310 (1998)
[4] R. GRIMM, M. WEIDEMULLER, Y.B. OVCHINNIKOV, Optical dipole traps for neutral atoms,
vol 9902072v1 arXiv:physics (1999)
[5] C. GABBANINI, F. CECCHERINI, S. GOZZINI, A. LUCCHESINI, Resonance-enhanced
ionization spectroscopy of cold rubidium atoms, Meas. Sci. Technol. 10, 772 (1999)
[6] C. GABBANINI, S. GOZZINI, A. LUCCHESINI, Photoionization cross section measurement in
a Rb vapor cell trap, Opt. Commun. 141, 25 (1997)
[7] L.G. MARCASSA, S.R. MUNIZ, G.D. TELLES, S.C. ZILIO, V.S. BAGNATO, Measurement of Na
5S1/2 hyperfine splitting by ionization using a sample of cold atoms, Opt. Commun. 155, 38
(1998)
[8] H.S. MOON, L. LEE, J.B. KIM, Double resonance optical pumping of Rb atoms, J. Opt. Soc.
Am. B 24(9), 2157 (2007)
[9] J.A. GUT, Obrazowanie zimnych atomów w pułapkach dipolowej i magnetooptycznej,
Praca Magisterska, Uniwersytet Jagelloński, Kraków (2008)
[10] T. TREPKA, Kalibracja częstości w spektroskopii laserowej, Praca Magisterska,
Uniwersytet Jagielloński, Kraków (2004)
[11] M.J. SNADDEN, R.B.M. CLARKE, E. RIIS, Injection-locking technique for heterodyne
optical phase locking of a diode laser, Opt. Lett. 22, 892 (1997)
35