Основы квантовой электроники (стр. 29 )

6.3.2. КСЧ оптического диапазона. Создание таких КСЧ сводится к стабилизации частоты генерации лазеров, что решает задачу создания оптического стандарта единицы длины.

Методы стабилизации направлены на уменьшение ширины линии излучения лазера и уменьшение спектрального дрейфа линии излучения за продолжительное время. В пассивных методах стабилизация осуществляется стабилизацией расстояния между зеркалами ООР, сводящей к минимуму тепловые, механические, акустические и др. возмущения. В системах активной стабилизации частоты одночастотного лазера используется тот или иной частотный репер: провал Лэмба (см., раздел 2.8) либо обращённый провал Лэмба (рис. 6.3), к которому с помощью электронной системы АПЧ ”привязывается” мода резонатора и частота лазера.

Рис. 6.3. Кривые насыщенного усиления в лазерах: провал Лэмба (а), обращенный провал Лэмба с поглощающей ячейкой II в резонаторе (б). αI – усиление в усиливающей ячейке I, κII – поглощение в ячейке II, αI–II – суммарное действие двух ячеек.

Действительно, поскольку ширина лэмбовского провала (~2Δνодн) обычно много меньше доплеровской ширины контура усиления перехода (см., рис. 2.8 и 6.3,а), положение «дна» лэмбовского провала ν0 (и λ0) определяется только квантовым переходом и фиксируется с очень высокой степенью точности. Если одно из зеркал резонатора укреплено на пьезоэлектрическом преобразователе таким образом, что длина резонатора может монотонно изменяться при приложении к преобразователю электрического напряжения, то с помощью соответствующего электронного устройства обратной связи частоту настройки резонатора лазера можно стабилизировать и поддерживать равной частоте ν0 (и λ0). В He-Ne-лазере применение такого метода позволило получить стабильность и воспроизводимость частоты генерации порядка 10–9.

Еще большую точность обеспечивает метод стабилизации, основанный на так называемом “обращённом провале Лэмба”. Он состоит в том, что внутрь резонатора лазера помещают поглощающую ячейку II со стабильной по частоте линией поглощения (рис. 6.3,б). При этом в этой ячейке при насыщении (т. е. во время генерации лазера) происходит выравнивание населённостей верхнего и нижнего уровней поглощающего перехода, и на центральной частоте этого поглощающего перехода должен иметь место провал в контуре поглощения κ(ν), или “пичок” (локальный максимум) в зависимости [– κ(ν)], с шириной этого пичка на полувысоте, равной Δνодн в ячейке II. Этот пичок и называется обращённым провалом Лэмба. Подстраивая частоту выходного излучения с помощью дискриминатора и АПЧ таким образом, чтобы она совпадала с частотой ν0 этого максимума, добиваются более высоких значений стабильности и воспроизводимости частоты лазера (10–12…10–13), чем в случае с провалом Лэмба. Желательно, чтобы поглощающая ячейка была бы “бестоковой” и с низким давлением газа, что обеспечивает минимальную ширину контура поглощения. В He-Ne лазере в случае генерации с длиной волны λ3,39 мкм в качестве газа-поглотителя используют метан СН4, а в случае λ632,8 нм–пары йода [12] с поглощающим электронным переходом в молекулярном спектре (129I)2. Как отмечалось в разделе 4, по линиям поглощения молекулярного йода могут быть застабилизированы и некоторые лазеры, излучающие в сине-зелёной области спектра.

Оптический стандарт единицы длины строится на двух главных элементах: стабилизированном одночастотном лазере и многолучевом интерферометре, например,–интерферометре Фабри-Перо. При этом определяется расстояние между зеркалами интерферометра Н, и порядок интерференции m из условия максимального пропускания интерферометра:

, или . (6.4)

Из (6.4) видно, что изменение порядка интерференции на единицу, например, от m до (m+1), соответствует изменению nН на ½·λопорн=½·λопорн. Таким способом любой отрезок длины может быть измерен в длинах волн эталонного излучения λопорн.

Сопоставить (сравнить) частоты цезиевой АЛТ (~1010 Гц) и газового лазера (~1014…1015 Гц) удаётся путём генерации т. наз. суперконтинуума–когерентного излучения с ультрашироким спектром с эквидистантными составляющими. Суперконтинуум генерируется под действием мощных и коротких лазерных импульсов в специальных оптических волокнах.

6.4. Резонансное возбуждение частиц. Селективное возбуждение изотопов.

С использованием перестраиваемого по частоте излучения лазера можно реализовать методы лазерного охлаждения атомов, лазерного разделения изотопов (обогащения или обеднения естественной смеси изотопов каким-либо одним изотопом) и др.

Лазерное разделение изотопов основано на том, что различные изотопы данного элемента могут характеризоваться сдвинутыми по частоте контурами резонансного поглощения оптического излучения; т. е. каждому изотопу соответствует своя длина волны поглощаемого света, однако этот сдвиг обычно мал. Если контура поглощения не накладываются друг на друга, то “на одном из них” можно осуществить селективное (избирательное) поглощение и увеличение населённости верхнего квантового состояния соответствующего изотопа. Для этого надо иметь мощный узкополосный источник света с возможностью плавной перестройки по частоте, например, лазер на красителе или на сапфире, легированном титаном (см., раздел 5.3).

Опишем метод лазерного разделения изотопов; который называют «двухступенчатой селективной фотоионизацией». Предположим, что имеется смесь двух изотопов; один из изотопов назовем «первым», а другой «вторым». Будем облучать эту смесь мощным лазером, подобрав длину волны излучения такой, чтобы происходило интенсивное резонансное поглощение света «первым», но не происходило поглощения «вторым» изотопом (рис. 6.4). Поглощая свет, атомы «первого» изотопа “селективно” возбуждаются в состояние А*(М1); атомы же «второго» изотопа А(М2) остаются невозбуждёнными. Далее, подберём широкополосное вспомогательное излучение с такой величиной кванта, чтобы при его поглощении возбуждёнными атомами происходила бы их объёмная фотоионизация, в то время как для ионизации атома из невозбуждённого состояния, величины кванта этого излучения было бы недостаточно. Таким образом, после поглощения последовательно двух квантов излучения атомы изотопа М1 окажутся в виде положительных ионов А+(М1), которые затем легко можно “собрать” на отрицательно заряженном коллекторе.

В другом методе выделяются изотопы, входящие в состав молекул. Молекулы с «первым» изотопом, селективно поглощая лазерное излучение, диссоциируют на атомы. Если атомы являются химически активными, то они вступают в химическую реакцию со специально вводимыми в смесь другими вспомогательными частицами. В образующихся при этом молекулах нового химического соединения присутствуют атомы только «первого» изотопа. Затем это соединение отделяют химическими методами и, путем диссоциации получают нужный изотоп.

Рис. 6.4. Метод двухступенчатой фотоионизации, применяемый для обогащения изотопов (а), и спектры поглощения изотопов 235U и 238U (в единицах lgκ) (б).

Особенно остро проблема разделения изотопов, предполагающая отделение и последующее накопление нужного изотопа стоит в атомной энергетике, радиоэлектронике, медицине и др. областях науки, техники и технологии. Естественный уран содержит в основном изотоп 238U и только 0,7% изотопа 235U; хотя для ядерных энергетики важен как раз изотоп 235U, и необходимо, чтобы содержание его в ядерном топливе составляло не менее 3%. То есть необходимо обогащение природного урана в 4-5 раз. Здесь как раз и используется метод двухступенчатой фотоионизации: “монокинетический бесстолкновительный” пучок атомов урана из испарителя облучается точно подстроенным излучением лазера на красителе (λ=591,54мкм, hν≈2эВ) и одновременно–ультрафиолетовым излучением от ртутной лампы (λ=0,21...0,31мкм, hν~4…6 эВ). Пучок ионов изотопа 235U отделяется от пучка атомов изотопа 238U с помощью электрического поля, создаваемого коллектором положительных ионов. На рис. 6.6 показаны резонансные линии поглощения для изотопов 235U и 238U, по горизонтальной оси отложено значение сдвига частоты, измеряемого в гигагерцах. Видно, что расстояние между линиями поглощения этих изотопов урана составляет более 5ГГц. Перестраиваемый лазер на красителе характеризуется шириной линии генерации 0,1ГГц; и такое излучение нетрудно настроить так, чтобы возбуждать только один изотоп.

Многоступенчатая схема используется также для наработки моноизотопов 168Yb, 105Pd и 107Pd, для обеднения свинца радиоактивным изотопом 210Pb и др.

6.5. Генерация импульсов света ультракороткой длительности

Благодаря развитию и совершенствованию лазерной техники и квантовой электроники, последнее десятилетие знаменуется революционными достижениями в области получения импульсов света ультракороткой длительности вплоть до долей периода световой волны (диапазон пико-, фемто - и аттосекунд). Это открывает перспективы для исследования воздействия излучения на быстропротекающие процессы в веществах: в спектроскопии со сверхвысоким временным разрешением, в фемтохимии, для точного измерения интервалов времени и частот оптических квантовых переходов с последующим созданием сверхточных оптических стандартов частоты-времени и оптических часов. Определяемая ультрамалой длительностью импульса, сверхвысокая импульсная мощность излучения (порядка единиц петаватта) вызывает новые нелинейно-оптические явления при взаимодействии излучения с веществом, обеспечивает нагрев вещества до температур порядка 106К, ускорение электронов плазмы до релятивистских скоростей и др. [15].