5. Bố cục luận án
3.2.Phổ hấp thụ bão hòa của nguyên tử Rb
Tiến hành khảo sát chúng tôi cho chùm laser dò đi qua buồng mẫu kết quả chúng tôi thu được trên hình 3.1:
Hình 3.1. Phổ hấp thụ của nguyên tử Rb ứng với dịch chuyển D2
Chúng tôi cũng thu được các vạch phổ hấp thụ của nguyên tử Rb ứng với dich chuyển D2 và laser bơm qua các dịch chuyển của 85Rb từ 5S1/2 (F = 2) đến 5P3/2 (F’=1, 2 và 3); 5S1/2 (F = 3) đến 5P3/2 (F’=2, 3 và 4) đối với 87Rb thí từ 5S1/2 (F = 1) đến 5P3/2 (F’=0, 1 và 2) từ 5S1/2 (F = 2) đến 5P3/2 (F’=1, 2 và 3). Do sự mở rộng doppler nên các dịch chuyển siêu tinh tế trên các vạch phổ như chúng ta thấy trên hình 3.1 bị nhòe đi và chúng ta không phân biệt được. Mặt khác trên vạch phổ hấp thụ chúng ta thu được cả bôn dịch chuyển hấp thụ ứng với vạch dịch chuyển D2. Trong luận án này chúng tôi lựa chọn đối tượng để
62
khảo sát là các dịch chuyển của 85Rb từ 5S1/2 (F = 3) đến 5P3/2 (F’=2, 3 và 4) và đối với 87Rb thí từ 5S1/2 (F = 2) đến 5P3/2 (F’=1, 2 và 3).
Dịch chuyển 5S1/2 (F = 2) đến 5P3/2 (F’=1, 2 và 3) của nguyên tử 87Rb phổ hấp thụ chúng tôi thu được như hình 3.2
Hình 3.2. Phổ hấp thụ của nguyên tử 87Rb ứng với dịch chuyển 5S1/2 (F = 2) đến 5P3/2 (F’=1, 2 và 3)
Khi cho chùm bơm đi qua buồng mẫu theo cấu trúc năng lượng hình 2.18 của nguyên tử 87Rb đáng ra chúng tôi thu được 3 dịch chuyển bão hòa nhưng kết quả chúng tôi lại thu được 6 dịch chuyển bão hòa như trên hình 3.3
63
Hình 3.3. Phổ hấp thụ bão hòa của nguyên tử 87Rb (F = 2F = 1, 2 và 3) khi cho chùm laser bơm vào.
Sự xuất hiện 6 vạch phổ bão hòa có thể được giải thích bởi sự xuất hiện của hiệu ứng bão hòa chéo do các mức siêu tính tế của trạng thái 5P3/2 đều nằm trong công tua Doppler. Vì vậy, xen giữa hai dịch chuyển bão hòa thường thì có một vạch phổ bão hòa chéo như trên hình 2.24, với vị trí thỏa mãn công thức(21) / 2.
64
Hình 3.4. Sơ đồ giải thích các dịch chuyển bão hòa thường và bão hòa chéo trong hình 3.3 của nguyên tử 87Rb. Ở đây, đường liền nét chỉ các dịch chuyển bão hòa thường, còn đường đứt nét chỉ các dịch chuyển bão hòa chéo.
Trong tính toán vị trí các vạch phổ được mô tả trên Hình 3.4, các số liệu phổ được chúng tôi lấy theo công trình [59]. Sau khi định cỡ số liệu phổ quan sát, chúng tôi thấy kết quả quan sát ở Hình 3.3 và sử dụng kỹ thuật định cỡ phổ dựa vào khoảng phổ tự do của giao thoa kế Fabry – Perot chúng tôi xác đinh được khoảng cách giữa các vạch phổ quan sát trên hình 3.3 hoàn toàn trùng khớp với kết quả tính toán 3.4. Tức là khoảng cách giữa các vạch từ trái qua phải là: 78MHz, 78MHz, 54.3MHz, 78MHz và 133.5MHz. Vì vậy, các dịch chuyển trong hình 3.3 là tương ứng với (từ trái qua phải): F = 2 F
= 1; F = 2 Fc =1,2; F = 2 F = 2; F = 2 Fc = 1,3; F = 2 Fc = 2,3 và
F = 2 F = 3, trong đó các dịch chuyển F = 2 Fc = 1,2; F = 2 Fc = 1,3 và F = 2 Fc = 2,3 là các dịch chuyển bão hòa chéo.
Bằng quy trình hoàn toàn tương tự như đối với 87Rb, chúng tôi đã đo được phổ hấp thụ và phổ tán sắc của 85Rb, được mô tả trên hình 2.25. Kết quả cho thấy có 6 vạch phổ hấp thụ bão hòa xuất hiện.
65
Hình 3.5. Phổ hấp thụ (a) của nguyên tử 85Rb (F = 3 F = 2, 3 và 4) khi không có chùm bơm; (b) phổ hấp thụ bão hoà khi có sự bão hoà.
66
Sử dụng số liệu phổ siêu tinh tế của nguyên tử 85Rb trong [59] chúng tôi thấy có ba vạch phổ thuộc về hấp thụ bão hòa thường, 3 vạch phổ còn lại thuộc về bão hòa chéo. Vị trí tương đối giữa các vạch phổ sau khi tính toán được chung tôi mô tả như trên Hình 3.6.
Hình 3.6. Sơ đồ giải thích các dịch chuyển bão hòa thường và bão hòa chéo trong hình 3.5 của nguyên tử 85Rb. Ở đây, đường liền nét chỉ các dịch chuyển bão hòa thường, còn đường đứt nét chỉ các dịch chuyển bão hòa chéo.
Từ kết quả tính toán trong hình 3.6 đối chiếu với các dịch chuyển phổ quan sát được ở Hình 3.5 (sau khi đã định cỡ tần số), chúng tôi thấy các dịch chuyển hấp thụ quan sát được là (từ trái qua phải): F = 3 F = 2; F = 3
67
4, trong đó các dịch chuyển F = 3 Fc = 2,3; F = 3 Fc = 2,4 và F = 3 Fc = 3,4 là các dịch chuyển bão hòa chéo. Khoảng cách giữa các vạch phổ này tương ứng là: 32 MHz, 32 MHz, 28.5 MHz, 32 MHz và 60.5MHz.
Gần đây, Zhang cùng các cộng sự đã đo phổ hấp thụ bão hòa của dịch chuyển D2 trong nguyên tử 87Rb để phục vụ cho kỹ thuật khóa tần số laser vào dịch chuyển nguyên tử [58]. Mặc dù, hình ảnh phổ quan sát của nhóm Zhang và của chúng tôi hoàn toàn trùng nhau về vị trí tương đối các vạch phổ nhưng lại khác nhau về loại dịch chuyển phổ. Sự khác biệt này được trình bày như trên Hình 3.7.
Hình 3.7. Phổ hấp thụ bão hoà của nguyên tử 87Rb trong công trình [58] (a) và kết quả của chúng tôi đo được trong luận án này (b).
Bằng cách tính toán vị trí của các vạch phổ chúng tôi thấy vạch phổ đầu tiên bên trái trong Hình 3.7 a của Zhang được xác định tương ứng với dịch chuyển bão hòa thường F = 2 → F =1 là không chính xác. Thực tế đây phải là vạch phổ bão hòa chéo ứng với dịch chuyển F = 2 Fc = 1,2. Vì theo [59], nếu kết quả của Zhang là đúng thì khoảng cách tần số giữa các vạch phổ ứng với dịch chuyển F = 2F = 1 và F = 2 F = 2 phải là 157 MHz. Nhưng
68
theo kết quả thực nghiệm của Zhang và của chúng tôi (Hình 3.7) thì khoảng cách giữa hai đỉnh kề nhau tính từ bên trên là cỡ 78 MHz. Điều này có nghĩa là vạch phổ đầu tiên tính từ bên trái trên hình 3.7 (a) là dịch chuyển bão hòa chéo F = 2 Fc = 1,2 như đã chỉ ra ở hình 3.7 (b).
Việc xác định được chính xác các dịch chuyển của nguyên tử Rb đã cho phép chúng tôi xây dựng mô hình thực nghiệm để khảo sát hiệu ứng trong suốt cảm ứng điện từ. Dựa trên các kết quả nghiên cứu đó chúng tôi đã tiến hành khảo sát Phổ hấp thụ của môi trường khí nguyên tử 85Rb khi có mặt hiệu ứng EIT được trình bày trong mục 3.2.
3.3 Phổ hấp thụ của môi trường khí nguyên tử 85Rb khi có mặt hiệu ứng EIT 3.3.1 Ảnh hưởng của cường độ laser bơm
Trong thí nghệm của chúng tôi, cường độ chùm laser dò được chọn cỡ µW còn tần số của nó được quét qua các dịch chuyển 5S1 / 2 (F=3) → 5P3 / 2 (F’=2,3,4). Cả trường laser dò và laser bơm có độ rộng phổ cỡ 1 MHz. Để khảo sát ảnh hưởng của cường độ chùm laser bơm lên các cửa sổ EIT, chúng tôi sử dụng k ỹ thuật khóa mode tần số của trường laser bơm trùng với dịch chuyển 1 3 , tức là c 0và tha y đổi cường độ của chùm laser bơm bằng cách điều chỉnh kính phân cực. Thay đổi cường độ chùm laser bơm tại các giá trị khác nhau, chúng tôi thu được phổ
71
Hình 3.8. Sự phụ thuộc của phổ EIT theo cường độ laser bơm: (a) c = 0 MHz,(b) c = 80MHz,(c) c = 100 MHz,(d) c = 130 MHz,(e) c = 180 MHz, (f) so sánh giữa các kết quả.
72
Từ kết quả quan sát được trên hình 3.8 chúng ta thấy, khi chưa có trường laser bơm (c = 0) thì công tua phổ hấp thụ có dạng Lorentz với độ mở rộng Doppler cỡ 500 MHz (hình a). Khi mở chùm laser bơm với một công suất nhỏ cỡ c = 80 MHz (hình b) thì trên công tua phổ hấp thụ xuất hiện hai cửa sổ EIT có khoảng cách tần số là 64,2 MHz. Hai cửa sổ EIT này tương ứng với khi chùm laser bơm cộng hưởng với dịch chuyển 5S1/2 (F=3) → 5P3/2 (F’= 3) đó là vị trí p = 0 và 5S1/2 (F=3) → 5P3/2 (F’= 2) đó là vị trí p = -64 MHz.
Trong trường hợp này cửa sổ EIT thứ ba tại vị trí p = 120 MHz tương ứng với dịch chuyển của chùm bơm 5S1/2 (F=3) →5P3/2 (F’=4) chưa xuất hiện do cường độ liên kết tỷ đối của dịch chuyển này nhỏ hơn so với các dịch chuyển khác. Khi tăng cường độ chùm laser bơm tới c = 100 MHz thì độ sâu và độ rộng của các cửa số EIT tăng lên, đồng thời cửa sổ EIT thứ ba bắt đầu xuất hiện, khoảng cách tần số giữa cửa sổ này với cửa sổ trung tâm là 122 MHz phù hợp với cấu trúc phổ của 85Rb trong hình 2.18. Đặc biệt, khi cường độ của chùm laser bơm tăng lên tới c = 180 MHz (hình f) thì hai cửa sổ EIT tại
vị trí p = -64 MHz và p = 0 đạt độ sâu trong suốt gần 100 %, độ rộng hai cửa sổ này được mở rộng hơn và xem phủ nhau tạo nên một miền tần số trong suốt khá rộng cỡ 84 MHz, đồng thời cửa sổ EIT thứ ba xuất hiện rõ rệt với một độ sâu nhất định. Để trực quan về sự thay đổi của phổ EIT theo cường độ laser bơm, chúng tôi cho hiển thị phổ EIT trên cùng một hệ trục toạ độ như hình 3.8(f).
Như vậy, bằng cách tăng cường độ của chùm laser bơm chúng tôi thu được ba cửa sổ EIT như đã dự đoán dựa vào mô hình kích thích. Khoảng cách tần số giữa các cửa số EIT này hoàn toàn phù hợp với cấu trúc phổ của 85Rb, vị trí của các cửa sổ EIT xuất hiện tại các vị trí như đã chỉ ra từ mô hình lý thuyết. Sở dĩ, các cửa sổ EIT xuất hiện với độ sâu và độ rộng khác nhau là vì
73
cường độ liên kết tỷ đối của các dịch chuyển bơm là khác nhau. Cường độ liên kết tỷ đối nhỏ nhất ứng với dịch chuyển 5S1/2 (F=3) →5P3/2 (F’=4) do đó tại dịch chuyển này tín hiệu EIT rất yếu, chỉ có thể quan sát được khi cường độ chùm laser bơm đủ lớn. Chúng ta cũng thấy vị trí của các cửa sổ EIT này không phụ thuộc vào cường độ của chùm laser bơm.
3.3.2 Ảnh hưởng của tần số laser bơm
Để khảo sát ảnh hưởng của tần số laser bơm lên phổ EIT, chúng tôi cố định cường độ của chùm laser bơm tại giá trị Ωc = 130 MHz và thay đổi tần số của laser bơm xung quanh tần số cộng hưởng của dịch chuyển 5S1/2 (F=3)→5P3/2 (F’= 3). Khi điều chỉnh tần số laser bơm dịch về phía ánh sáng đỏ một lượng c = -80 MHz thì toàn bộ hệ thống các cửa sổ EIT bị dịch sang trái một lượng tương ứng như hình 3.9 (a). Ngược lại, khi điều chỉnh tần số laser bơm dịch về phía ánh sáng xanh một lượng c = 125 MHz thì toàn bộ hệ thống các cửa sổ EIT bị dịch sang phải một lượng tương ứng như hình 3.9 (b). Sở dĩ có sự dịch chuyển tương ứng như vậy là do điều kiện cộng hưởng hai photon của chùm laser dò và laser bơm để xuất hiện EIT. Độ sâu, độ rộng và khoảng cách tần số giữa các cửa sổ EIT không bị thay đổi khi tần số trường laser bơm thay đổi.
74
Hình 3.9. Sự phụ thuộc của phổ EIT theo tần số trường laser bơm: (a) c = -80 MHz và (b) c = 125 MHz.
75
77
Hình 3.10. Sự phụ thuộc của phổ EIT theo nhiệt độ của mẫu nguyên tử. Các thông số của trường trường laser bơm là c 0 và c 130MHz.
78
Môi trường nguyên tử Rb chúng tôi sử dụng trong thí nghiệm ở dạng khí nên chuyển động nhiệt của các nguyên tử khí Rb sẽ ảnh hưởng lên hiệu ứng giao thoa lượng tử do đó ảnh hưởng lên độ sâu và độ rộng của các cửa sổ EIT. Để thấy được ảnh hưởng của mở rộng Doppler, chúng tôi cố định cường độ của chùm laser bơm tại giá trị c 150MHzcòn tần số của nó được khoá mode trùng với dịch chuyển 5S1/2 (F=3)→5P3/2 (F’= 3), tức là c 0 và thay đổi nhiệt độ của buồng mẫu nguyên tử Rb từ 300K đến 325K. Hình 3.10 mô tả ảnh hưởng của nhiệt độ (và do đó độ rộng Doppler) lên phổ EIT.
Từ hình 3.10 chúng ta thấy, độ sâu và độ rộng của các cửa sổ EIT giảm khi nhiệt độ của buồng mẫu tăng lên. Chúng ta có thể giải tích hiện tượng này là do khi nhiệt độ tăng làm cho các nguyên tử chuyển động nhanh hơn, dẫn đến làm tích thoát nhanh hơn các nguyên tử ở trạng thái kích thích. Sự tích thoát nhanh độ cư trú ở trạng thái kích thích làm giảm độ kết hợp giữa các trạng thái lượng tử của nguyên tử và do đó là giảm hiệu suất giao thoa lượng tử của hiệu ứng EIT. Vì vậy, độ sâu và độ rộng của các cửa sổ EIT giảm khi nhiệt độ tăng.
Để loại bỏ được ảnh hưởng của hiệu ứng Doppler và từ đó làm tăng hiệu suất giao thoa lượng tử, một số nhóm nghiên cứu đã sử dụng kỹ thuật làm lạnh và bẫy nguyên tử bằng laser tạo môi trường siêu lạnh cỡ K [17,18]. Tuy nhiên, như chúng tôi đã giới thiệu trong phần mở đầu, môi trường như vậy sẽ rất khó để áp dụng vào thực tiễn là các thiết bị hoạt động ở chế độ nhiệt độ phòng thậm chí cao hơn.
79
KẾT LUẬN CHƯƠNG 3
Trong chương này, chúng tôi đã quan sát được phổ hấp thụ và phổ tán sắc của môi trường nguyên tử 85Rb khi có mặt hiệu ứng EIT và mở rộng Doppler. Kết quả nghiên cứu cho thấy rằng:
Khi chúng ta sử dụng kỹ thuật phổ hấp thụ bão hòa trong điều kiện nhiệt độ thường chúng ta sẽ tạo được 6 miền giảm hấp thụ của nguyên tử Rb do xảy ra hiện tượng bão hòa chéo. Điều này cho phép chúng ta nghiên cứu các ứng dụng của nguyên tử đòi hỏi có nhiều miền giảm hấp thụ nhưng các miền giảm hấp thụ này chỉ được tạo ra tại một tần số của laser tương ứng với tần số dịch chuyển của nguyên tử và độ sậu cũng như độ rộng của các miền này được giữ nguyên và chúng ta không điều khiển được.
Đối với các cửa sổ EIT chúng ta hoàn toàn có thể điều khiển được độ sâu, độ rộng và có thể dịch chuyển các cửa sổ EIT trong lân cận cộng hưởng đến các tần số thích hợp.
Chỉ dùng một trường laser cộng hưởng có thể tạo ra hiệu ứng EIT có ba cửa sổ trong suốt trên công tua hấp thụ của dịch chuyển D2 của nguyên tử 85
Rb. Độ sâu, độ rộng và vị trí của các cửa sổ trong suốt có thể thay đổi được theo cường độ và tần số của trường laser điều khiển. Hiệu suất của các cửa sổ EIT giảm dần khi chúng ta tăng nhiệt độ của buồng mẫu.
Như vậy chúng ta thấy rằng khi việc sử dụng môi trường EIT mặc dù phức tạp hơn so với kỹ thuật phổ hấp thụ bão hòa vì phải dùng đến 2 nguồn laser nhưng ưu điểm của môi trường EIT là chúng ta có thể điều khiển vị trí, độ sâu và độ rộng của các cửa sổ EIT. Trong khi phổ hấp thụ bão hòa thì điều này hoàn toàn không thể tiến hành được.
80
Chương 4
KHẢO SÁT PHỔ TÁN SẮC CỦA MÔI TRƯỜNG KHÍ NGUYÊN TỬ Rb
4.1 Các bước tiến hành khảo sát phổ hấp thụ của môi trường khí nguyên tử Rb tử Rb
4.1.1 Các bước tiến hành khảo sát phổ hấp thụ bão hòa
Bước 1: Để tiến hành khảo sát phổ hấp thụ bão hòa của nguyên tử Rb chúng tôi điều chính bước sóng của laser Teachspin về bước sóng 780.24 nm. Sau đó chúng tôi cho laser quét trong trong miền 10 GHz.
Bước 2: Điều chỉnh laser dò sau khi đi qua bản tách chùm BS1 điều chỉnh chùm phản xạ vào giao thoa kế Fabry – Perot điều chỉnh hệ thống gương của giao thoa kế đến khi thu được vân giao thoa trên giao động ký điện tử.
Bước 3: Điều chỉnh chùm laser truyền qua đi vào buồng mẫu sao cho trên dao động ký điện tử thu được phổ hấp thụ của nguyên tử Rb.
Bước 4: Mở nhành thứ hai của giao thoa kế Mach – Zender sao cho trên giao động ký điện tử thu được phổ tán sắc của nguyên tử.