CC BY
52
УДК 530.145, 539.184, 533.9.082.5, 533.338.333
АКИМОВ Алексей Владимирович, кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник отделения оптики Физического института имени П.Н. Лебедева Российской академии наук. Автор 20 научных публикаций
КОЛАЧЕВСКИИ Николай Николаевич, доктор физико-математических наук, доцент, ведущий научный сотрудник отделения оптики Физического института имени П.Н. Лебедева Российской академии наук. Автор 48 научных публикаций
ТЕРЕЩЕНКО Евгений Олегович, аспирант кафедра квантовой радиофизики Московского физико-технического института. Автор двух научных публикаций
СНИГИРЕВ Степан Александрович, младший научный сотрудник лаборатории оптики активных сред Физического института имени П.Н. Лебедева Российской академии наук, аспирант кафедры квантовой радиофизики Московского физикотехнического института. Автор одной научной публикаций
СОРОКИН Вадим Николаевич, старший заведующий отделом спектроскопии отделения оптики Физического института имени П.Н. Лебедева Российской академии наук. Автор более 50 научных публикаций
САМОКОТИН Алексей Юрьевич, стажер-ис-следователъ отдела спектроскопии отделения оптики Физического института имени П.Н. Лебедева Российской академии наук, аспирант кафедры квантовой радиофизики Московского физико-технического института. Автор 4 научных публикаций
СОКОЛОВ Алексей Викторович, кандидат физико-математических наук, научный сотрудник отделения оптики Физического института имени П.Н. Лебедева Российской академии наук. Автор 14 научных публикаций
НЕЛИНЕЙНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ РУБИДИЯ В МАГНИТООПТИЧЕСКОЙ ЛОВУШКЕ*
Исследовано резонансное взаимодействие атомов рубидия-87, находящихся в магнитооптической ловушке, с фемтосекундным излучением в диапазоне 760-820 нм. Показано, что излучение взаимодействует с атомами и как набор спектрально-узких мод, и как ионизующее поле.
Фемтосекундное лазерное излучение, магнитооптическая ловушка, холодные атомы
Введение. Спектроскопические исследова- ансамблях холодных атомов практически полнил лазерно-охлажденных атомных ансамблей ностью подавлено влияние эффекта Доплера и привлекают большое внимание, поскольку в атомных столкновений [1, 2]. Использование
* Авторы выражают глубокую благодарность Пабло Лондеро (Гарвардский университет), чьи советы оказались очень полезны при запуске МОЛ. Работа поддержана грантами Российского фонда фундаментальных исследований 08-07-00127-а, 09-02-00649-а и Фондом содействия отечественной науке, программами президиума и Отделения физических наук Российской академии наук.
магнитооптических ловушек позволяет также реализовать длительное, вплоть до нескольких секунд, время взаимодействия атомов с излучением, что повышает чувствительность спектроскопических измерений к процессам с малым сечением. По измерению скорости потерь атомов из холодного облака были определены сечения одно- и двухфотонной ионизации. Ряд измерений был выполнен в режиме выключенной ловушки: при этом определялось количество атомов в области ловушки до и после приложения ионизирующего импульса [3-5]. Другим способом проведения таких измерений является регистрация сигнала люминесценции на длине волны охлаждающего перехода в режиме включенной ловушки [6, 7].
Возможность использования фемтосекундного лазера, работающего в периодическом режиме, для спектроскопии высокого разрешения обусловлена линейчатым спектром излучения со строго определенными характеристиками, получившим название фемтосекундной или оптической «гребенки» [8-10]. Фактически, излучение импульсно-периодического фемтосекундного лазера представляет собой набор монохроматических эквидистантных продольных мод, каждая из которых может использоваться для возбуждения узких атомных переходов. Если при однофотонном возбуждении [10] обычно используется излучение одной моды, то в двухфотонных методах [8, 9] все моды гребенки одновременно дают вклад в процесс возбуждения. В нелинейной спектроскопии КАРС [11] также одновременно используется весь широкий спектр фемтосекундного излучения (ФИ), при этом ФИ одновременно используется как для создания большой нелинейности в среде, так и в качестве пробного поля.
В данной работе исследуется экспериментально обнаруженное взаимодействие ФИ в спектральном диапазоне 760-820 нм с облаком холодных атомов 87 ЯЬ. Показано, что при этом одновременно играют роль как спектральноузкие моды фемтосекундного излучения, приводящие к взаимодействию резонансного характера, так и высокая средняя интенсивность поля.
Экспериментальная установка. Центральной частью установки является магнитооптическая ловушка (МОЛ), детально описанная в работе [12]. Принципиальная схема установки представлена на рис. 1. Атомы рубидия захватываются и охлаждаются внутри стеклянной вакуумной кюветы прямоугольного сечения с размерами 3х3х12 см3, которая непрерывно откачивается магнито-разрядным насосом до давления ниже 10“9 мбар. Для загрузки ловушки используются диспенсеры производства фирмы «Saes Getters», испускающие поток атомов рубидия при пропускании через них тока около 5А. Кювета помещена в центр колец в анти-гельмгольцевской конфигурации, которые обеспечивают градиент магнитного поля вплоть до 10 Гс/см. Для компенсации лабораторного магнитного поля используются дополнительные катушки.
Рис. 1. Схема экспериментальной установки: 1 - фемтосекундный лазер, 2 - оптический изолятор, 3 - линзы с фокусным расстоянием 100 мм, 4 - аку-стооптический модулятор, 5 - волокно, 6 - асферическая линза, согласующая пучок с волокном, 7 - вакуумный объем, 8 - облако холодных атомов, 9 - фотодиод, 10 - предусилитель, 11 - цифровой осциллограф, 12 - генератор
Охлаждающий лазер реализован на основе полупроводникового лазерного диода (GH0781JA2C, производства фирмы «Sharp»), частота излучения которого настраивается на циклический «охлаждающий» переход 5S1/2(F = 2) о- 5P3/2(F = 3) в атоме рубидия с «красной» отстройкой на 10-14 МГц (рис. 2). Для пространственной фильтрации и подвода излучения к ловушке используется одномодовое оптоволокно. На выходе волокна гауссов
Рис. 2. Схема уровней атома рубидия-87, задействованных в работе. Около каждого уровня указано соответствующее время жизни Т [23, 24]
пучок мощностью 20 мВт расширяется до 2,5 мм (радиус по уровню 1/е). Кроме того, ввиду заметной (: 10-4) относительной вероятности нерезонансного возбуждения переходов 5Э1/2(Р = 2) о 5Р3/2(Р = 2) и 5Э1/2(Р = 2) о
о 5Р3/2(Р = 1) охлаждающим лазером, в установке используется «перекачивающий» полупроводниковый лазер, настроенный на переход 531/2(Р = 1)о 5Р3/2(Р = 2). В ловушку заводится около 2 мВт мощности перекачивающего лазера.
Лазерное излучение делится на шесть пучков с помощью фазовых пластинок и поляризационных светоделителей, позволяющих точно балансировать плотности мощности в пучках [13]. Точная балансировка необходима для формирования симметричного облака в точке про-
странства с нулевым значением магнитного поля. Анализ изображения облака, полученного с помощью цифровой камеры, показал, что оно имеет форму эллипсоида вращения с отношением осей 1:1.5 с поперечным радиусом 140 ± 15 мкм по уровню 1/е. Эллиптичность облака обусловлена несимметрией градиентного магнитного поля в антигемгольцевской конфигурации катушек. Для регистрации люминесценции на длине волны 780 нм использовался кремниевый фотодиод, на который с помощью линзы фокусировалось изображение облака холодных атомов. Фотодиод был откалиброван с помощью измерителя мощности РМ120 производства фирмы ТЪог1аЬ8. По сигналу люминесценции было оценено число захваченных атомов, которое составило : 8-106. Сигнал фотоди-
ода использовался в дальнейшем для исследования динамики числа атомов в МОЛ при взаимодействии с фемтосекундным и непрерывными лазерными полями. Эффективная температура атомов измерена методом разлета и методом перезахвата и составила : 300 мкК [1].
Для исследования взаимодействия лазерно-охлажденных атомов с ФИ на облако фокусировалось излучение импульсно-периодического фемтосекундного лазера MIRA-900F производства фирмы Coherent (длительность импульса менее 200 фс, частота повторения f гер « 76 МГц). Одно из зеркал лазерного резонатора имело пьезокерамическую подачу, благодаря чему имелась возможность плавно сканировать частоту повторения импульсов. Радиус перетяжки лазерного пучка составлял 210 ± 20 мкм (по уровню 1/е), при этом перетяжка полностью перекрывала облако холодных атомов. Мощность излучения могла регулироваться при помощи акустооптического модулятора (АОМ), работающего в минус первом порядке дифракции. Для компенсации механического воздействия на атомы излучение ФЛ заводилось с двух сторон вдоль одного из охлаждающих пучков, интенсивности балансировались по сигналу от облака.
Экспериментальные результаты. При изменении частоты f гер повторения импульсов ФИ, центральная длина волны которого была настроена на длину волны 776 нм, получили периодическую зависимость светимости облака холодных атомов от частоты повторения (рис. За) при мощности ФИ около 50 мВт на пучок. Взаимодействие облака холодных атомов с фемтосекундным лазерным излучением может происходить по ряду каналов, например одно- и двухфотонное поглощение, нелинейные процессы нерезонансного типа (комбинационное рассеяние, КАРС и т.п.) и ионизация. В первую очередь стояла задача определить основной механизм взаимодействия облака атомов с ФИ в различных спектральных диапазонах.
Спектральная зависимость контраста сигнала обладает заметной шириной, около 10 нм, равной спектральной ширине ФИ (рис. 36) и позволяет однозначно исключить из рассмотре-
ния однофотонные переходы из основного состояния на уровни 5Р1/2 (795 нм), 5Р3/2 (780 нм). Возможный двухфотонный переход 551/2 о 505/2 (два фотона с Х = 778 нм) также оказывается несколько смещен относительно центра спектрального распределения. Таким образом, исходя из спектральной зависимости сигнала можно предположить, что наблюдаемый сигнал связан с однофотонным переходом 5Р3/2 о 5Р5/2 (776 нм) с сильно заселенного верхнего уровня ловушки, возбуждаемым одной модой ФИ. Кроме того, энергии кванта достаточно для ионизации атома с уровня 5Э5/2.
Периодический характер зависимости (рис. За) достаточно легко объяснить. Действительно, частота каждой моды гребенки может быть представлена как:
f„ = f о + nfrep,
(1)
где f 0- частотное смещение, возникающее из-за разницы фазовой и групповой скорости в лазерном резонаторе,
П - целое число [14].
При изменении же частоты повторения на величину
я ! ;
f
гер
15 Гц
(2)
спектр сдвинется ровно на единицу номера моды и практически полностью воспроизведет себя [14-16]. Именно такой период и наблюдается в эксперименте. Следует отметить, что для двухфотонных процессов такой период должен был бы оказаться в два раза меньше. Отсутствие подобного «половинного» периода является дополнительным аргументом о незначительности роли двухфотонных процессов [8, 9, 17].
Из рис. За можно определить, что расщепление наблюдаемых линий совпадает со сверхтонким расщеплением уровня 5Р5/2 [^.Действительно, расщепление Д^е'р1"2 при сканировании частоты повторения будет определяться выражением
F F fF fF
Àf Fl,F2 =—--------------------— >
rep
n,
Рис. 3. Зависимость сигнала люминесценции МОЛ (Я = 780 нм) от частоты повторения фемтосекундных импульсов (а). Отношение глубины провала (линия 1 из (а)) к максимуму сигнала при перестройке центральной длины волны ФИ: точки - экспериментальные значения, сплошная кривая - гауссова аппроксимация спектра фемтосекундного лазера на длине волны 776 нм, штриховая линия - гауссова аппроксимация экспериментальных точек (б). Спектр свечения атомов рубидия в работающей МОЛ на длине волны 420 нм: за ноль принята частота перехода на подуровень 505/2 (Р = 4), отстройка охлаждающего лазера составляет 17 МГц. Штриховой линией изображен спектр, полученный с отстройкой 12 МГц. Амплитуда штрихового спектра масштабирована для наглядности (в). Сигнал люминесценции МОЛ в присутствии непрерывного (сплошная кривая), а также комбинации непрерывного и фемтосекундного излучения (штриховая кривая): длина волны непрерывного излучения составляет 776 нм, мощность - около 70 мкВт (г)
где
f р , f р - оптические частоты, соответствующие резонансным переходам в атоме,
П15 П 2 - номера мод, определяемые выражением (1).
Принимая во внимание, что расщепление уровня 5Р 5/2 меньше частоты повторения, выражение преобразуется к виду
Af
Af
Af
гер
4,3
гер
3,2
гер
fF - fF г 1________\_г_
; 5,8 Гц, :4,4 Гц.
откуда
Анализ расщеплений позволяет идентифицировать спектральные линии 1-3 па рис. За как переходы 5Р3/2(Р = 3)^ 505/2(Р = 4,3,2). Однако столь значительное снижение сигнала люминесценции не может быть объяснено лить резонансным возбуждением перехода 5Р3/2 ^ 505/2 {рис. 2) и соответствующим уменьшением населенности уровня 5Р3/2, распад которого регистрируется в эксперименте.
Процессом, существенно усиливающим резонансное воздействие ФИ на свечение атомов в работающей ловушке, может являться ионизация уровня 5Б5/2. Для проверки этого
сценария центральная длина волны ФИ была перестроена на 820 нм, на которой при полной мощности 100 мВт ФИ не было обнаружено воздействия на облако холодных атомов. Далее уровень 5D5/2 возбуждался с помощью вспомогательного полупроводникового лазера, настроенного на длину волны 776 нм. При включении ФИ светимость ловушки существенно падала (рис. Зг), что свидетельствует о существенной роли процессов ионизации с уровня 5D5/2. Спектральная зависимость свечения ловушки также, как и в случае резонансного взаимодействия с ФИ, состоит из трех линий. Расшифровка этого спектра, однако, не совпадает с расшифровкой спектра, представленного на рис. За, т.к. расщепления линий не соответствуют расщеплению между сверхтонкими компонентами F = 2,3,4 уровня 5D5/2. Кроме того, относительная интенсивность этих линий существенно отличается от приведенной на рис. За.
Для корректной идентификации спектральных линий, приведенных на рис. Зг, мы провели дополнительное исследование, нацеленное на непосредственное изучение населенности уровня 5D5/2 при возбуждении непрерывным лазером с А = 776 нм. Населенность уровня 5D5/2 может быть измерена по сигналу флюоресценции на длине волны 420 нм (рис. 2). Проведение измерения населенностей по сигналу люминесценции, однако, требует отсутствия влияния процессов загрузки ловушки на наблюдаемый спектр. Для соблюдения этого условия использовалась синхронная импульсная схема возбуждения и детектирования. Импульсы излучения X = 776 нм с длительностью 100 мкс и периодом 2 мс создавались с помощью АОМ. Следует также отметить, что в этих экспериментах использовалась несколько меньшая общая мощность охлаждающего излучения (около 9 мВт). Сканирование вдоль контура спектральных линий осуществлялось за время порядка
1 с., что позволяло визуально наблюдать наличие или отсутствие влияния излучения на длине волны 776 нм на общее количество атомов в ловушке. Для обеспечения высокого отношения
сигнал/шум интенсивность непрерывного излучения максимизировалась при условии, что светимость ловушки не изменялась при включении лазера с длиной волны 776 нм.
Детектирование излучения на длине волны 420 нм производилось с помощью фотоэлектронного умножителя (ФЭУ) модели R1925 фирмы Hamamatsu, работающего в режиме счета фотонов. Перед ФЭУ был установлен синий светофильтр, ослабляющий излучение в области длин волн 750-800 нм более, чем в 105 раз. Сигнал ФЭУ считывался синхронно с импульсами, подаваемыми на АОМ, с помощью счетчика SR-400 фирмы «Stanford Research Systems, Inc.». Типичный сигнал на выходе счетчика представлен на рис. Зв. Хорошо видно, что в спектре наблюдается по крайней мере четыре спектральные линии. При изменении мощности или частоты охлаждающего излучения линия 0 смещалась (рис. Зв), что свидетельствует о том, что данная линия является следствием Раби-удвоения или полевого расщепления уровней энергии [19-21]. В радиочастотной области спектра этот эффект известен также как резонанс Аутлера-Таунса [22]. Оставшиеся линии можно идентифицировать как резонансы, соответствующие переходам на уровни F = 4,3,2 (рис. Зв). Используя эти данные (с учетом относительных амплитуд резонансов и их расщеплений), нетрудно идентифицировать линии, полученные при спектроскопии непрерывным лазером с длиной волны Л = 776 нм (рис. Зг).
Таким образом (на основании данных по населенности уровня 5D5/2) удается полностью идентифицировать периодический спектр, полученный при резонансном взаимодействии с ФИ (рис. За). В спектре наблюдаются усиленные процессами ионизации линии переходов с уровня 5Р3/2 на компоненты уровня 5D5/2 с F = 4,3. Наблюдается также наложение линии переходов на F = 2 и боковой полосы уровня F = 4, которая возникает в результате Раби-удвоения.
Повышение контраста за счет ионизации можно понять из следующего рассмотрения. Уравнение загрузки МОЛ без учета столкновений атомов друг с другом в облаке записывается как [1, 4, 6]:
^ = R -(rioss +rion )N
(4)
где N - число атомов в ловушке,
К - скорость загрузки ловушки,
Г|033 - коэффициент потерь ловушки в отсутствие ионизации,
Г. - коэффициент потерь ловушки за счет ионизации.
Решением уравнения является экспоненциальная кривая:
N (t) =
R
Г + г
loss ion
(1 - e-,r'-*ri" *')_ (5)
т.е. величина Г|088 + Г¡оп определяет скорость
загрузки ловушки. Хорошо видно, что количество атомов в ловушке может существенно зависеть от величины ГЬп, причем скорость ионизации должна сравниваться не с процессами спонтанного распада атомных уровней, а с константой загрузки ловушки Г|о88. Для определения последней величины мы периодически включали и выключали удерживающее градиентное магнитное поле. На основании аппроксимации кривой нарастания светимости ловушки контуром была определена константа Г|033 = (0,35 ± 0,01) с1 (рис. 4а). Скоростью включения самого поля
(<1 мс) можно пренебречь. Аналогичным образом была измерена величина Г|088 + Г¡оп, что позволило количественно охарактеризовать усиление резонансной линии за счет ионизации. Измеренная величина ГЬп линейно зависит от мощности фемтосекундного излучения (рис. 46). Численные значения были оценены исходя из данных, приведенных в работе [6], и находятся в хорошем соответствии с экспериментальными измерениями. Более того, в случае нерезонансного ионизирующего излучения на основании измерения скорости загрузки ловушки можно измерить населенность уровня 50 5/2, т.к. она пропорциональна коэффициенту потерь ловушки за счет ионизации ГЬп. Измерение населенности П 50 , созданной вспомогательным лазером, позволяет определить, что при мощности излучения, равной мощности одной моды ФИ (: 2 мкВт)) на длине волны 776 нм, населенность уровня 505/2 составляет П50 : 3-10-4 [12]. Таким образом, ионизационная составляющая является существенной и позволяет «проявлять» и усиливать крайне слабые возмущения.
Непрерывное излучение также оказывает заметное влияние на скорость загрузки ловушки даже в отсутствие ФИ. Ввиду малого сечения ионизации такое влияние не может быть связано с ней и, по всей видимости, связано с
Ч
<D
В
I
я
X
Я
£
Н
и
О
£
в
ь
а»
а
U
1.0 - ■
0.5 Г
а
0.0 . J г ,
5 10
Время, с
15
Мощность ФИ, мВт
Рис. 4. График светимости облака холодных атомов (в относительных единицах) при загрузке МОЛ в отсутствие спектроскопических лазеров (сплошная кривая) и аппроксимация экспериментальной кривой функцией вида (штриховая кривая); в момент 1=0 включается магнитное поле (а). Зависимость скорости загрузки ловушки Г¡оп + Г|033 от мощности фемтосекундного излучения, настроенного на длину волны 820 нм, при мощности непрерывного лазерного излучения 20 мкВт; сплошной кривой представлена линейная аппроксимация экспериментальных данных (б)
процессами оптической накачки в состояние 5Б1/2(Р = 1) [25].
Заключение. В работе выполнено исследование экспериментально обнаруженного резонансного взаимодействия атомов рубидия-87 в магнитооптической ловушке с фемтосекундным лазерным излучением с частотой повторения импульсов 76 МГц (длительность импульса < 200 фс) в спектральном диапазоне 760-820 нм. Показано, что фемтосекундное излучение взаимодействует с ансамблем холодных атомов одновременно и как набор спектрально узких мод, и как мощное ионизирующее излучение.
Методом измерения скорости потерь холодных атомов за счет ионизации была определена населенность уровня 50 5/2 (Р = 4), который заселялся излучением дополнительного непрерывного лазера. Метод может быть использован в случаях, когда прямое измерение населенности по сигналу флюоресценции затруднено. Зарегистрировано Раби-расщепление спектральной линии 5 Р3/2 (Р = 3505/2 (Р = 4) при непосредственном измерении населенности уровня 5Р 5/2 по сигналу флюоресценции на длине волны 420 нм в режиме постоянного числа атомов в ловушке.
Список литературы:
!.MetcalfH.J.,vanderStratenP. Laser Cooling and Trapping, Springer; N.Y., 1999.
2. 87Sr Lattice Clock with Inaccuracy below 1015/M.M. Boyd, A.D. Ludlow, S. Blatt et al.//Phys. Rev. Lett. 2007. № 98. P. 083002.
3. Use ofTrapped Atoms to Measure Absolute Photoionization Cross Sections / T.P. Dinneen, C.D. Wallace, Kit-Yan N. Tan et al. II Opt. Lett. 1992. № 17. P. 1706.
4. Patterson B.M., Takekoshi Т., Knize R.J. Observation of Cold Ground-state Cesium Molecules Produced in a Magneto-optical Trap//Phys. Rev. 1999. №A59. P.2508.
5. Measurement of the Photoionization Cross Section of the 6P3/2 State of Cesium / T. Takekoshi, G.M. Brooke, B.M. Patterson et al. II Phys. Rev. 2004. № A 69. P. 053411.
6. Measurement of the Rb(5D5/2) Photoionization Cross Section Using Trapped Atoms / B.C. Duncan, V. Sanchez-Villicana, P.L. Gould et al. II Phys. Rev. 2001. № A 63. P. 043411.
7. Photoionization Cross Sections for Excited Laser-cooled Cesium Atoms / O. Marago, D. Ciampini, F. Fuso et al. II Phys. Rev. 1998.№A57.R4110.
8. Бакланов E.B., ЧеботаевВ.П. Двухфогонное поглощение сверхкоротких импульсов в газе//Квант, электроника. 1977.№4.С.2189.
9. Direct Frequency Comb Measurements of Absolute Optical Frequencies and Population Transfer Dynamics /
A. Marian, M.C. Stowe, D. Ре1ш1оидр. //Phys. Rev. Lett. 2005. № 95. P. 023001.
10. High-resolution Spectroscopy with a Femtosecond Laser Frequency Comb / V. Gerginov, C.E. Tanner, S. A. Diddams et al. II Opt. Lett. 30.2005. C. 1734.
11. Dudovich N., Oron D., Silberberg Y. Single-pulse Coherently Controlled Nonlinear Raman Spectroscopy and Microscopy//Nature. 2002. № 418. C. 512.
12. Резонансное взаимодействие фемтосекундного излучения с облаком холодных атомов 87Rb / А.В. Акимов, Е.О. Терещенко, С.А. Снигирев идр. //ЖЭТФ. 2009. № 136(3). С. 419.
13. VNIIFTRI Cesium Fountain / Yu.S. Domnin, G.A. Elkin, A.V. Novoselov et al. II Can. I. Phys. 2002. № 80. P. 13211327.
14. Optical Frequency Synthesizer for Precision Spectroscopy / R. Holzwarth, Th. Udem, T.W. НдпвсЬ et al. II Phys. Rev. Lett. 2000. № 85. C. 2264.
15. Carrier-Envelope Phase Control of Femtosecond Mode-Locked Lasers and Direct Optical Frequency Synthesis / D.J. lones, S.A. Diddams, I.K. Ranka etal. II Science. 2000. № 288. C. 635.
16. Udem Th., Holzwarth R., Hdnsch T. W. Optical Frequency Metrology//Nature. 2002. № 416. P. 233.
17. Phase-coherent Multilevel Two-photon Transitions in Cold Rb Atoms: Ultrahigh-resolution Spectroscopy Via Frequency-stabilized Femtosecond Laser / Т.Н. Yoon, A. Marian, J.L. Hall etal. //Phys. Rev. 2000. № A 63. C. 011402(R).
18. Two-photon Two-color Diode Laser Spectroscopy of the Rb 5D5I2 state / T.T. Grove, V. Sanchez-Villicana,
B.C. Duncan etal. //Physica Scripta. 1995. № 52. C. 271-276.
19. Autler-Townes Spectroscopy of the 551/2-5P3/2-44D Cascade of Cold 85Rb Atoms /В.К. Teo, D. Feldbaum, T. Cubel etal. //Phys. Rev. 2003. №A68. P. 053407.
20. Excited-state Imaging of Cold Atoms / D.V. Sheludko, S.C. Bell, E.J.D. Vredenbregt et al II I. ofPhysics: Conference Series. 2007. № 80. P. 012040.
21. ШалагинА.М. Основы нелинейной спектроскопии высокого разрешения: учеб. пособие. Новосибирск, 2008.
22.AutlerS.H., Townes С.Н. Stark Effect in Rapidly'Varying Fields II Phys. Rev. 1955. № 100. P. 703.
23. Ralchenko Yu., KramidaA.E., Reader /.and NIST ASD Team (2008). NIST Atomic Spectra Database (version 3.1.4). URL: http.//physics.nist.gov.asd3 (дата обращения: 27.02.2008).
24. Atomic Spectral Line Database / P.L. Smith, C. Heise, J.R. Esmond et al. URL: http://www.pmp.uni-hannover.de/ cgi-bin/ssi/test/kurucz/sekur.html.
25. Optical probing ofcold trapped atoms/R.W. Fox, S.L. Gilbert, L. Hollberg etal.// Optics Letters. 1993. № 18(17).
C. 1456.
Akimov Alexey, Kolachevsky Nikolay, Tereshchenko Evgeny, Snigiryov Stepan, Sorokin Vadim, Samokotin Alexey, Sokolov Alexey
NONLINEAR SPECTROSCOPY OF RUBIDIUM IN MAGNETO OPTICAL TRAP
Resonance interaction of rubidium 87 atoms in a magneto optical trap and femtosecond radiation in the 760-820 nm range has been studied. The radiation is shown to interact with the atoms both as a set of spectrally pure modes and as an ionizing field.
Контактная информация: Акимов Алексей Владимирович e-mail: leshakimov@newmail.ru Колачевский Николай Николаевич e-mail: kolachbox@mail.ru Терещенко Евгений Олегович e-mail: eteresh@gmail.com Снигирёв Степан Александрович e-maiI: stepan. snigirev@phystech. edu Сорокин Вадим Николаевич e-mail: sovn@lebedev.ru Самокотин Алексей Юрьевич e-mail: samokotin@mail.ru Соколов Алексей Викторович e-mail: TeopeTuK@yandex.ru
Рецензент - Матвеев В.И., доктор физико-математических наук, профессор кафедры теоретической физики Поморского государственного университета имени М.В. Ломоносова
