Spektroskopia jonizacyjna w pułapce magneto-optycznej

Transkrypt

1 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

2 SPIS TREŚCI 1. Wstęp Chłodzenie i pułapkowanie atomów neutralnych Pułapka na atomy rubidu 7 2. Spektroskopia jonizacyjna atomów rubidu Układ doświadczalny Widma jonizacyjne 87 Rb Dwufotonowe przejścia z udziałem lasera repompującego Dwustopniowe wzbudzenia z udziałem lasera pułapkującego Struktura widma jonizacyjnego przy skanowanym laserze repumper Wpływ lasera Ti:sapphire (776 nm) na działanie pułapki magnetooptycznej Podsumowanie.34 Bibliografia..35 1

3 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 87 Rb i zmierzenie odległości energetycznych w strukturze nadsubtelnej poziomu 5D 3/2. 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

4 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. 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 zatem =, gdzie - częstość rezonansowa atomów, - wektor falowy atomów. 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 fotonu atom zmienia swój pęd o =ħ ħ, 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 zmiana pędu po wielu aktach absorpcji emisji spontanicznej jest równa ħ, gdzie n jest 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

5 ħ ( )= ( ), gdzie: Г - tempo rozpraszania (scattering rate), - odstrojenie wiązki od rezonansu, I natężenie wiązki, ω 0 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. 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

6 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 0. 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 0 z 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 =+1, =0 oraz = 1 (rys. 2). 5

7 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 =+1 natomiast wiązka o polaryzacji ujemnej przejścia =0 = 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

8 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 87 Rb. Do pułapkownia wykorzystana została linia D 2 przejścia 5 2 S 1/2-5 2 P 3/2 (rys.3) F'=3 F'=2 F'=1 F'=0 5P 3/2 MOT repumper F=2 5S 1/2 F=1 rys.3. Schemat poziomów linii D 2 Rb 87 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 (5 2 S 1/2 ) i F =3 (5 2 P 3/2 ). 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 (5 2 S 1/2 ), będąc wcześniej wzbudzona do stanu F =2 (5 2 P 3/2 ), pomimo tego, że laser nie jest dostrojony do przejścia F=2 (5 2 S 1/2 ) i F =2 (5 2 P 3/2 ). Nieznaczne obsadzenie poziomu F =2 jest bowiem możliwe przy użyciu lasera pułapkującego dostrojonego do przejścia 5 2 S 1/2-5 2 P 3/2 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

9 atomów w pułapce. W celu jego kompensacji włączamy dodatkowy laser, którego zadaniem będzie przepompowywanie atomów z powrotem do stanu F=2 (5 2 S 1/2 ). Laser taki nazywany laserem repompującym (ang. repumper) może działać na przejściu F=1 (5 2 S 1/2 ) F =2 (5 2 P 3/2 ) lub F=1 (5 2 S 1/2 ) F =1 (5 2 P 3/2 ). Dokładny opis układu doświadczalnego pułapki magnetooptycznej użytej w niniejszej pracy znaleźć można w pracy [9]. 8

10 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

11 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

12 2.2 Widma jonizacyjne 87 Rb 5D 3/2 F''=3 F''=2 F''=1 F''=0 44,6 MHz 28,6 MHz 14 MHz Ti:sapphire F'=3 267,1 MHz 157,2 MHz 72,3 MHz F'=2 F'=1 F'=0 5P 3/2 MOT repumper F=2 6,8 GHz 5S 1/2 F=1 Rys. 5 Schemat poziomów energetycznych 87 Rb Doświadczenie opisane poniżej polegało na spektroskopii atomów rubidu poddanych dwustopniowym wzbudzeniom ze stanu podstawowego 5S 1/2 do jednego ze stanów struktury nadsubtelnej stanu 5D 3/2. Atomy 87 Rb spułapkowane były w pułapce 11

13 magnetooptycznej, w której poddane zostały działaniu dodatkowego lasera o długości fali 776 nm. Powodował on wzbudzenie atomów ze stanu 5P 3/2 do stanu 5D 3/2, z którego to poziomu mogły one (przy pomocy fotonów lasera pułapkującego, repompującego lub 776 nm) być jonizowane. Rys. 5 przedstawia schemat układu poziomów energetycznych 87 Rb 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 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =2), natomiast laser pułapkujący odstrojony o około 14 MHz od przejścia 5S 1/2 (F=2)-5P 3/2 (F =3). Częstość lasera Ti:sapphire w trakcie rejestracji skanowana była wokół przejścia 5P 3/2-5D 3/2. 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

14 4,0 sygnał jonowy [jednostki umowne] 3,5 3,0 2,5 2,0 1,5 1,0 0,5 0, 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 5D 3/2 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

15 kontinuum F"=3 F"=2 F"=1 F"=0 5D 3/2 Ti:sapphire F'=2 F'=1 5P 3/2 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 5P- 5D. 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

16 repumpera (rys. 8). Raz dostrojony został do przejścia 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =2) (na rysunku kolor czerwony i oznaczenie rep F =2 ), natomiast podczas drugiego pomiaru dostrojony był do przejścia 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =1) (kolor czarny i oznaczenie rep F =1). 2,0 1,5 sygnał jonowy [jednostki umowne] 1,0 0,5 0,0-0,5-1,0-1,5-2,0-2,5-3,0-3,5 (rep F'=1) (rep F'=2) -4, 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 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =2). Widmo dla repumpera działającego dokładnie na wspomnianym przejściu jest oznaczone jako F =2. 15

17 +250 MHz +200 MHz +150 MHz +100 MHz +50 MHz F'=2-50 MHz -100 MHz -150 MHz względna skala czestości lasera Ti:sapphire [MHz] odstrojenie repumpera od rezonansu 5S 1/2 F=1-5P 3/2 F'=2 Rys. 9 Widma jonizacyjne dla różnych odstrojeń laser repompującego 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. odległość piku 1 od głównego piku /por. rys.8/ odstrojenie repumpera od rezonansu 5S 1/2 F=1-5P 3/2 F'=2 [MHz] Rys. 10 Zależność odległości piku 1 od głównego maksimum jonizacyjnego, od odstrojenia lasera repompującego /por. rys. 9/. 16

18 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 5D 3/2. Przejście 5P 3/2 (F =2)- 5D 3/2 (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 5D 3/2 87 Rb (por. rys.5). Rysunek 11 przedstawia fragment widma z rysunku 10 dla lasera repompującego odstrojonego o 50 MHz od przejścia 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =2). Na rysunku tym zaznaczono, które piki odpowiadają przejściom do poszczególnych składowych struktury nadsubtelnej stanu 5D 3/2. 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] ,5 ± 1,1 44, ,9 ± 0,6 28, ,1 ± 0,7 tab.1 Odległości zmierzone pomiędzy składowymi struktury nadstubtelnej poziomu 5D 3/2 Rb 87. F"=3 F"=2 F"=1 F"= względna skala czestości lasera Ti:sapphire [MHz] Rys. 11 Dwufotonowe przejścia do stanu 5D 3/2 z udziałem lasera repompującego. 17

19 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 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 5S 1/2 (F=1)- 5P 3/2 (F =1). 1,0 sygnał jonowy [jednostki umowne] 0,8 0,6 0,4 0,2 0, względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz] Rys.12 Widmo jonowe dla mocy lasera Ti:sapphire 1 mw 18

20 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 5D 3/2. 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 (5P 3/2 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 F"=1 F"=0 5D 3/2 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 5S 1/2 (F=2)-5P 3/2 (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

21 odstrojenie wiązek MOT od przejścia pułapkującego względna skala częstości lasera Ti:sapphire [MHZ] +15 MHz +10 MHz +5 MHz O 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 5D 3/2. 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 5D 3/2 ;F =3, a 5D 3/2 ;F =2; ν=43,3 ± 1,3MHz. Wynik ten jest zbliżony do wyniku uzyskanego przez nas poprzednio (por. tab.1). 20

22 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 5P 3/2-5D 3/2. Wiązki MOT pracowały przy standardowym odstrojeniu 14 MHz od przejścia pułapkującego. Moc Ti:sapphire 150 mw. 0,0 sygnał jonowy [jednostki uomowne] -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

23 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(5S 1/2 )-F =3(5P 3/2 ). 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 5D 3/2 Ti:sapphire F'=2 F'=1 5P 3/2 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 5D 3/2, wtedy możliwe jest wzbudzenie tego podpoziomu przy pomocy lasera Ti:sapphire, a co za 22

24 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). odstrojenie lasera Ti:sapphire [jednostki umowne] x 9 x x 8 x 7 x 6 x 5 x 4 x 3 2 x 0-0,02 0,00 0,02 0,04 0,06 0,08 0,10 odstrojenie lasera repompującego [jednostki umowne] 1 Rys. 17 Widma jonizacyjne przy skanowanym laserze repompującym, dla różnych odstrojeń lasera Ti:sapphire 23

25 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 5P 3/2, 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 (5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =1) lub 5S 1/2 (F=1)- 5P 3/2 (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

26 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

27 Możliwym wytłumaczeniem pochodzenia tego piku jest ramanowski proces z udziałem fotonów wiązek MOT i repumper przedstawiony na rysunku 20. F'=3 5P 3/2 MOT repumper F=2 5S 3/2 F=1 5S 3/2 Rys. 20 Ramanowskie przejście ze stanu 5S 3/2 (F=1) do stanu 5S 3/2 (F=2) z udziałem wiązek pułapkujących i repompujących 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. odstrojenie wiązek MOT względna skala odstrojenia lasera repompującego [MHz] Rys. 21 Widma fluorescencji z pułapki dla różnych odstrojeń wiązek pułapkujących 26

28 Widać podwójną strukturę badanego piku, która jest najprawdopodobniej wynikiem rozszczepienia przez dynamiczny efekt Starka poziomu F=2 5S 3/2 polem wiązek pułapkujących. Odległość pomiędzy składowymi tej struktury zmniejsza się wraz ze zmniejszaniem odstrojenia wiązek MOT. 27

29 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 5P 3/2. 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, 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

30 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 L 2 m 2 m 1 L 1 g 2 g 1 Rys. 23 Układ poziomów energetycznych z zaznaczonymi polami laserowymi biorącymi udział w pompowaniu DROP Populacja stanu g 2 maleje na skutek przepompowywania atomów ze stanu wzbudzonego e do niższego stanu podstawowego g 1 poprzez stan pośredni m 1. W naszym doświadczeniu rolę lasera L 1 pełnią wiązki pułapkujące, natomiast laser L 2 odpowiada laserowi Ti:sapphire. 29

31 W opisywanym przez nas doświadczeniu mechanizm DROP zwiększa populację w stanie g 1 (5S 1/2 F=1), a tym samym zmniejsza liczbę atomów w pułapce, co skutkuje zanikiem fluorescencji ze stanu m 2 (5P 3/2 F =2). Minima we fluorescencji na rysunku 22 odpowiadają częstościom lasera Ti:sapphire, które pozwalają na wzbudzenie stanu 5D 3/2 F =2 lub 5D 3/2 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 5S 1/2 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 30 µw moc repumpera 100 µw 300 µw 1mW 3mW 10mW 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

32 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 5S 1/2 F=1 przy pomocy wiązek pułapkujących, ale także to związane z działaniem dodatkowego lasera na przejściu 5P 3/2 5D 3/2. Zmiany we fluorescencji są w tym wypadku najprawdopodobniej efektem przesunięcia światłem poziomu 5P 3/2 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 5P 3/2 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 (5S 1/2 (F=2)- 5P 3/2 (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 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (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] 0,0 0,2 odstrojenie lasera Ti:sapphire [jednostki umowne] a b Rys. 25 Widma fluorescencyjne i jonizacyjne dla lasera repompującego dostrojonego do rezonansu 5S 1/2 (F=1)- 5P 3/2 (F =2) (a) i odstrojonego o kilkadziesiąt MHz (b) 31

33 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 5S 1/2 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 (5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (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 5S 1/2 F=1-5P 3/2 F'=2 repumper dostrojony do przejścia 5S 1/2 F=1-5P 3/2 F'=1 8 4 Florescencja Lockl In 4 0 mała moc repumpera duża moc repumpera F lo u re s ce n cja lo ck-in 2 0 mała moc repumpera duża moc repumpera względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz] względne odstrojenie lasera Ti:sapphire [MHz] a b Rys. 26 Widma fluorescencyjne dla lasera repompującego dostrojonego do rezonansu 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =2) (a) i 5S 1/2 (F=1)-5P 3/2 (F =1) (b) 32

34 Powyższe rozważania wskazują, że zanik fluorescencji z pułapki magnetooptycznej w obecności dodatkowego lasera działającego na przejściu 5P 3/2 5D 3/2, 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 5D 3/2 (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 5S 1/2 F=2, natomiast mniejsze sople po prawej stronie widm odpowiadają absorpcji na przejściu za stanu 5S 1/2 F=2. Szersze wgłębienia pośrodku widm pochodzą od 85 Rb, który nie jest pułapkowany i daje sygnały absorpcyjne poszerzone dopplerowsko. transmisja wiązki próbkującej 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 5S 1/2 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 5S 1/2 F=1 może być również wynikiem wyłączenia lasera repumper, które powoduje powstanie dodatkowego minimum we fluorescencji (por. rys.18). 33

35 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 5P 3/2 5D 3/2. Zmierzono metodą spektroskopii jonizacyjnej odległości energetyczne w strukturze nadsubtelnej poziomu 5D 3/2 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

36 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 v1 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 5S 1/2 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