Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях

Представлено описание нового спектрометра, предназначенного для исследования микроволновых спектров атомов в ридберговских состояниях. Спектрометр обеспечивает точность измерения частот переходов не хуже ±0.05 МГц. Представлены результаты тестовых измерений некоторых микроволновых переходов между...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Опубліковано в: :	Радиофизика и радиоастрономия
Дата:	2011
Автори:	Дюбко, С.Ф., Погребняк, Н.Л., Алексеев, Е.А., Рябцев, И.И., Куценко, А.С.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Радіоастрономічний інститут НАН України 2011
Теми:	Радиоспектроскопия
Онлайн доступ:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98212
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях / С.Ф. Дюбко, Н.Л. Погребняк, Е.А. Алексеев, И.И. Рябцев, А.С. Куценко // Радиофизика и радиоастрономия. — 2011. — Т. 16, № 2. — С. 198-208. — Бібліогр.: 40 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-98212
record_format	dspace
spelling	Дюбко, С.Ф. Погребняк, Н.Л. Алексеев, Е.А. Рябцев, И.И. Куценко, А.С. 2016-04-10T16:41:19Z 2016-04-10T16:41:19Z 2011 Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях / С.Ф. Дюбко, Н.Л. Погребняк, Е.А. Алексеев, И.И. Рябцев, А.С. Куценко // Радиофизика и радиоастрономия. — 2011. — Т. 16, № 2. — С. 198-208. — Бібліогр.: 40 назв. — рос. 1027-9636 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98212 539.1.078; 539.184 Представлено описание нового спектрометра, предназначенного для исследования микроволновых спектров атомов в ридберговских состояниях. Спектрометр обеспечивает точность измерения частот переходов не хуже ±0.05 МГц. Представлены результаты тестовых измерений некоторых микроволновых переходов между ридберговскими состояниями атома цезия. Описується новий спектрометр, розрахований для дослідження мікрохвильових спектрів атомів у рідбергівських станах. Спектрометр забезпечує точність вимірювання частот переходів не гірше за ±0.05 МГц. Наведено результати тестових вимірювань деяких мікрохвильових переходів між рідбергівськими станами атома цезію. A new spectrometer designed for investigation of microwave spectra of Rydberg state atoms is described. The spectrometer provides an accuracy of transition frequencies measurements about ±0.05 MHz. Results of test measurements of some microwave transitions between Rydberg states of cesium atom are presented. Работа выполнена при поддержке совместного проекта РФФИ–ГФФИ Украины (№09-02-90427–№Ф28/259-2009), а также гранта РФФИ № 10-02-00133 ru Радіоастрономічний інститут НАН України Радиофизика и радиоастрономия Радиоспектроскопия Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях Мікрохвильовий спектрометр атомів у рідбергівських станах Microwave Spectrometer of Rydberg State Atoms Article published earlier
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
title	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях
spellingShingle	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях Дюбко, С.Ф. Погребняк, Н.Л. Алексеев, Е.А. Рябцев, И.И. Куценко, А.С. Радиоспектроскопия
title_short	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях
title_full	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях
title_fullStr	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях
title_full_unstemmed	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях
title_sort	микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях
author	Дюбко, С.Ф. Погребняк, Н.Л. Алексеев, Е.А. Рябцев, И.И. Куценко, А.С.
author_facet	Дюбко, С.Ф. Погребняк, Н.Л. Алексеев, Е.А. Рябцев, И.И. Куценко, А.С.
topic	Радиоспектроскопия
topic_facet	Радиоспектроскопия
publishDate	2011
language	Russian
container_title	Радиофизика и радиоастрономия
publisher	Радіоастрономічний інститут НАН України
format	Article
title_alt	Мікрохвильовий спектрометр атомів у рідбергівських станах Microwave Spectrometer of Rydberg State Atoms
description	Представлено описание нового спектрометра, предназначенного для исследования микроволновых спектров атомов в ридберговских состояниях. Спектрометр обеспечивает точность измерения частот переходов не хуже ±0.05 МГц. Представлены результаты тестовых измерений некоторых микроволновых переходов между ридберговскими состояниями атома цезия. Описується новий спектрометр, розрахований для дослідження мікрохвильових спектрів атомів у рідбергівських станах. Спектрометр забезпечує точність вимірювання частот переходів не гірше за ±0.05 МГц. Наведено результати тестових вимірювань деяких мікрохвильових переходів між рідбергівськими станами атома цезію. A new spectrometer designed for investigation of microwave spectra of Rydberg state atoms is described. The spectrometer provides an accuracy of transition frequencies measurements about ±0.05 MHz. Results of test measurements of some microwave transitions between Rydberg states of cesium atom are presented.
issn	1027-9636
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98212
citation_txt	Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях / С.Ф. Дюбко, Н.Л. Погребняк, Е.А. Алексеев, И.И. Рябцев, А.С. Куценко // Радиофизика и радиоастрономия. — 2011. — Т. 16, № 2. — С. 198-208. — Бібліогр.: 40 назв. — рос.
work_keys_str_mv	AT dûbkosf mikrovolnovyispektrometratomovvridbergovskihsostoâniâh AT pogrebnâknl mikrovolnovyispektrometratomovvridbergovskihsostoâniâh AT alekseevea mikrovolnovyispektrometratomovvridbergovskihsostoâniâh AT râbcevii mikrovolnovyispektrometratomovvridbergovskihsostoâniâh AT kucenkoas mikrovolnovyispektrometratomovvridbergovskihsostoâniâh AT dûbkosf míkrohvilʹoviispektrometratomívurídbergívsʹkihstanah AT pogrebnâknl míkrohvilʹoviispektrometratomívurídbergívsʹkihstanah AT alekseevea míkrohvilʹoviispektrometratomívurídbergívsʹkihstanah AT râbcevii míkrohvilʹoviispektrometratomívurídbergívsʹkihstanah AT kucenkoas míkrohvilʹoviispektrometratomívurídbergívsʹkihstanah AT dûbkosf microwavespectrometerofrydbergstateatoms AT pogrebnâknl microwavespectrometerofrydbergstateatoms AT alekseevea microwavespectrometerofrydbergstateatoms AT râbcevii microwavespectrometerofrydbergstateatoms AT kucenkoas microwavespectrometerofrydbergstateatoms
first_indexed	2025-11-24T16:02:10Z
last_indexed	2025-11-24T16:02:10Z
_version_	1850850354948734976
fulltext	Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2, с. 198-208 ISSN 1027-9636 © С. Ф. Дюбко, Н. Л. Погребняк, Е. А. Алексеев, И. И. Рябцев, А. С. Куценко, 2011 УДК 539.1.078; 539.184 Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях С. Ф. Дюбко, Н. Л. Погребняк, Е. А. Алексеев, И. И. Рябцев1, А. С. Куценко Радиоастрономический институт НАН Украины, ул. Краснознаменная, 4, г. Харьков, 61002, Украина E-mail: Stanislav.F.Dyubko@univer.kharkov.ua 1Институт физики полупроводников СО РАН, пр. Лаврентьева, 13, г. Новосибирск, 630090, Россия Статья поступила в редакцию 8 апреля 2011 г. Представлено описание нового спектрометра, предназначенного для исследования микроволно- вых спектров атомов в ридберговских состояниях. Спектрометр обеспечивает точность измерения частот переходов не хуже 0.05± МГц. Представлены результаты тестовых измерений некоторых микроволновых переходов между ридберговскими состояниями атома цезия. Ключевые слова: ридберговские состояния атомов, спектрометр, лазерное возбуждение, микроволновый диапазон 1. Введение Благодаря достаточно большому времени жизни атомы в ридберговских состояниях являются идеальными объектами для спект- роскопии сверхвысокой разрешающей способ- ности и экспериментов в области квантовой электродинамики. Частоты многих переходов между этими состояниями лежат в микровол- новом и инфракрасном диапазонах, а аномаль- но высокие значения матричных элементов дипольных моментов (вплоть до тысячи атом- ных единиц) обуславливают высокую чувстви- тельность к внешним полям. Все это позволяет возбуждать как однофотонные, так и многофо- тонные переходы при низкой мощности излуче- ния и проводить уникальные спектроскопичес- кие исследования в условиях отсутствия спон- танной релаксации энергетических уровней, низкой концентрации атомов и чувствительнос- ти детектирования на уровне одиночных ато- мов (методом селективной полевой ионизации). Изучение ридберговских состояний атомов имеет большое научное значение и является надежным инструментом для проверки фунда- ментальных теорий в атомной физике, в облас- ти квантовой электродинамики и атомной спект- роскопии. Это обусловлено возможностями по- строения точных теоретических моделей для электрона в ридберговском атоме со слабым взаимодействием. Благодаря простоте получе- ния атомных пучков, низких потенциалов иони- зации и простой структуре энергетического спектра атома с одним валентным электроном наиболее удобными объектами для такого рода исследований являются, безусловно, атомы ще- лочных металлов (лития, калия, натрия, цезия, рубидия) [1-10]. Подавляющее большинство работ в русле данной тематики выполнено именно для этих атомов. В меньшей степени изучены ридберговские состояния атомов с двумя валентными электронами – кальция, бария, магния, стронция [11-17]. Особое значение для радиоастрономии имеют спектры ридберговских состояний углерода и кремния. Напомним, что именно в Радиоаст- рономическом институте НАН Украины впер- вые были обнаружены в космосе радиолинии уг- лерода в состояниях с огромными значениями квантового числа (вплоть до 1000)n ≈ [18-21], и было бы логичным приступить к исследова- ниям таких атомов в лабораторных условиях. Однако на сегодняшний день ридберговские Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях 199Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2 состояния атомов IV группы периодической системы Менделеева (углерода, кремния, гер- мания, олова и свинца) остаются практически неизученными. Причина такого положения дел простая и заключается в резком росте сугубо экспериментальных проблем, в числе которых важнейшая – отсутствие источников жесткого когерентного ультрафиолетового излучения. Принимая во внимание большое количество потенциальных объектов исследования, мы решили построить новый спектрометр, предназ- наченный для исследования микроволновых спектров атомов в ридберговских состояниях. 2. Общая концепция построения спектрометра Все описанные в литературе эксперименталь- ные установки для исследования взаимодействия пучка тепловых ридберговских атомов с микро- волновыми полями почти идентичны по общей схеме устройства, но существенно различаются в таких деталях, как типы используемых лазе- ров, режимы их работы, особенности регистра- ции атомов, резонансно взаимодействующих с излучениями, и техника обработки регистри- руемого сигнала. Накопленный опыт построе- ния таких приборов обобщен в ряде моногра- фий, например, в [22-24]. Авторы настоящей работы также имеют опыт создания соот- ветствующих спектрометров и исследований в этой области [3, 5, 6, 25-29]. Важнейшей особенностью спектроскопии этого типа является способ получения ридбер- говских атомов, и этому вопросу при разработ- ке спектрометра уделяется главное внимание. Обычно атомный пучок получается при эффу- зии атомов из нагреваемой печи и распростра- няется в камере с давлением остаточных газов 6 710 10− −÷ мм рт. ст. Типичная плотность ато- мов в области взаимодействия – 7 9 310 10 см .−÷ Такой способ получения атомного пучка удо- бен для вещества с относительно низкой тем- пературой испарения. В случае высоких темпе- ратур испарения предпочтительным является процесс взрывного испарения и атомизации ве- щества при воздействии на него сфокусирован- ным излучением мощного лазерного импульса. Иногда прибегают к распылению вещества ионной бомбардировкой или пучком высокоэнер- гетических электронов. Лучшим способом селективного возбуждения атомов в состояниях с заданными квантовыми числами (в том числе и с очень высокими) яв- ляется ступенчатое лазерное возбуждение. Система лазерного возбуждения, как часть спек- трометра, настраивается индивидуально для каждого атома. Ее сложность и цена быстро возрастают для атомов с высокими потенциа- лами ионизации. Обычно система возбуждения спектрометра состоит из “силового” лазера и нескольких лазеров с перестройкой частоты (на красителях, центрах окраски, ионах титана в решетке корунда и т. п.), возбуждаемых излу- чением “силового” лазера либо его гармониками. Кроме того, используется умножение частоты или получение суммарных частот лазера с пе- рестраиваемой и фиксированной частотой с помощью нелинейных оптических кристаллов. В качестве “силового” чаще всего применяют импульсные азотные, эксимерные лазеры, 3YAG : Nd + -лазеры, лазеры на парах меди и др. При возбуждении пучка атомов импульсным лазером формируется сгусток движущихся ридберговских атомов, который может быть зарегистрирован методом полевой ионизации в импульсном поле. В качестве детектора элек- тронов (ионов) применяется вторичный элект- ронный умножитель – каналотрон [30]. Возмож- ность регистрации микроволновых резонансов при переходах между близлежащими состоя- ниями ридберговских атомов обусловлена рез- кой зависимостью тока ионизации от квантово- го числа n [22-24]. Критическая напряженность поля крF (измеряемая в вольтах на сантиметр) связана с эффективным значением главного квантового числа n∗ простым соотношением: 8 4 3.2 10 , ( )крF n∗ ⋅= (1) где , ,( ),n l jn n∗ = − δ а , ,n l jδ – квантовый де- фект. Такой характер зависимости позволяет осу- ществлять высокоэффективное (в принципе – поштучное) детектирование ридберговских атомов, энергия которых определяется эффек- тивным главным квантовым числом .n∗ При напряженности ионизирующего поля, несколько превышающей критическую, нейтральный рид- С. Ф. Дюбко, Н. Л. Погребняк, Е. А. Алексеев, И. И. Рябцев, А. С. Куценко Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2200 берговский атом ионизируется. Образовав- шиеся заряженные частицы – электрон и ион – легко обнаруживаются, например, каналотроном. Существенно, что атомы с квантовым числом ( 1)n∗ − уже не детектируются. Вот почему, измерив величину ,крF можно однозначно иден- тифицировать по n∗ участвующие в процессе поглощения энергетические уровни. Следует также заметить, что селективное детектирование ридберговских атомов мето- дом полевой ионизации эффективно в пучках ато- мов при вакууме не хуже, чем 610− мм рт. ст. Если же в области взаимодействия присутствует значительное количество молекул или атомов примесных газов, то происходит весьма эффек- тивная столкновительная ионизация ридбергов- ских атомов, которая приводит к полной потере селекции по главному квантовому числу .n∗ В этом случае исследование микроволновых переходов между заданными ридберговскими состояниями атомов становится невозможным. Число ступеней лазерного возбуждения оп- ределяется схемой энергетических уровней исследуемых атомов и правилами отбора для дипольных переходов. Обычно выбирают 2–3 ступени оптического возбуждения. Время жиз- ни возбужденных атомов в промежуточных со- стояниях очень мало, поэтому требуется жест- кая временная синхронизация всех лазеров. Доплеровский сдвиг микроволновых резонан- сов вследствие ортогональности вектора ско- рости пучка и волнового вектора незначителен. Ширина микроволновых резонансов в такой спектроскопии определяется в первую очередь пролетным временем жизни. Заметное влия- ние на ширину линии может оказывать и эф- фект Штарка в так называемых блуждающих электрических полях в области взаимодействия. Эти поля требуют особого внимания. Несмот- ря на то что их напряженность может состав- лять всего несколько милливольт на сантиметр, вследствие огромной поляризуемости ридбер- говских атомов наблюдаемая линия может уширяться с заметными искажениями формы. При этом ее центральная частота сдвигается. Уширение линий вследствие эффекта Зеемана в правильно сконструированном спектрометре невелико, а сдвиг центра резонансов отсутствует. В общем случае магнитное поле Земли (~ 0.2 0.5÷ Гс) обеспечивает фактор уширения порядка ~1 МГц/Гс. Все эти вопросы выходят на первый план при разработке микроволново- го спектрометра ридберговских атомов с вы- сокими разрешением и точностью определе- ния резонансных частот. Еще одной особенностью предлагаемого спектрометра является работа в импульсном режиме. Из-за флуктуаций мощности импуль- сов лазерного возбуждения и малого числа атомов, взаимодействующих с излучением, отношение сигнал/шум одиночной записи резо- нансного перехода между ридберговскими уров- нями обычно оказывается неудовлетворитель- ным, поэтому очень важно иметь возможность получать серию реализаций с последующим усреднением. Применение для микроволно- вого возбуждения синтезатора частоты позво- ляет эффективно решать эту задачу. Приведенные выше положения легли в осно- ву разработанного нами спектрометра, в соста- ве которого можно условно выделить следую- щие основные системы: ионизационная камера, система лазерного возбуждения атомов, мик- роволновый синтезатор частоты, генератор ионизационного импульса. Ниже мы представляем описание спектро- метра, предназначенного для исследования микроволновых спектров атомов в ридберговс- ких состояниях, а также результаты его тести- рования на атоме цезия. 3. Основные элементы спектрометра 3.1. Ионизационная камера Для проведения измерений атомных спектров нами разработана и изготовлена специальная ионизационная камера. Пучок нейтральных ато- мов формируется источником, представляющим собой одну из разновидностей печи Кнудсена. Мы разработали и апробировали различные ва- рианты конструкций источников пучка атомов и остановились на следующем варианте. Это цилиндрический резервуар диаметром 6 мм и длиной 15 мм из тугоплавких металлов или керамики с небольшим отверстием или щелью для выхода атомов. В него предварительно загружается вещество, подлежащее испарению. Разогрев резервуара осуществляется током, про- текающим через вольфрамовый или танталовый подогреватель, расположенный на его наружной поверхности. Значение температуры устана- вливается уровнем протекающего тока и кон- Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях 201Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2 тролируется термопарой. Атомы в пучке движут- ся с тепловыми скоростями 4 5(~10 10÷ см/с), соответствующими температуре источника. Для уменьшения количества тепловых ионов в области взаимодействия пучок пропускается через систему из трех диафрагм с потенциала- ми противоположной полярности. Поток атомов направлен снизу вверх и прохо- дит через центр образующих ионизационную ячей- ку пластин параллельно их плоскости. Пластины ячейки изготовлялись из проводящих материа- лов (металл, графит) и располагались на рас- стоянии 7 мм строго параллельно. Выбор материала производился из соображений мини- мизации фотоэффекта за счет попадания рас- сеянного излучения на пластины и паразитных потенциалов на них. Одна из пластин заземлена и укреплена на корпусе каналотрона. В центре она имеет множество отверстий диаметром 0.5 мм, предназначенных для прохождения элек- тронов, возникающих при ионизации возбужден- ных атомов. Вторая пластина ионизационной ячейки укреплена на изоляторах и использует- ся для создания однородного электрического поля в области взаимодействия при подаче на нее ионизационного импульса. Для минимизации проявления паразитного высокочастотного эффекта Штарка, искажаю- щего форму спектральных линий, ионизацион- ная камера тщательно экранирована. С целью минимизации влияния магнитных полей ее кор- пус выполнен из нержавеющей стали с малым остаточным намагничиванием. Камера имеет два оптических кварцевых окна, расположенных на горизонтальной оси таким образом, что возбуждающее лазерное излучение проходит через входное окно па- раллельно плоскости ионизационных пластин. Правильность юстировки возбуждающего пуч- ка излучения и собирающей оптики контроли- руется по прохождению излучения через вы- ходное окно. После юстировки лазерной систе- мы возбуждения в камеру через второе окно к области взаимодействия вводится микровол- новое излучение. Формирование пучка нейтральных атомов исследуемого химического элемента, взаимо- действие атомов с излучениями оптического и микроволнового диапазонов, ионизация их им- пульсным электрическим полем и регистрация образовавшихся в результате электронов мо- гут быть осуществлены в вакууме с давле- нием остаточных газов не выше 610− мм рт. ст. Для поддержания такого давления ионизацион- ная камера установлена непосредственно на диффузионном насосе с азотной ловушкой. 3.2. Система каскадного лазерного возбуждения Как известно, наиболее совершенным ме- тодом селективного возбуждения ридбергов- ских состояний атомов является лазерное воз- буждение. В зависимости от схемы уровней энергий атомов (их для наглядности представ- ляют диаграммами Гротриана) и правил отбора для дипольных переходов процесс возбуждения ридберговских состояний атомов требует при- менения одного или нескольких источников излучения. Эти источники должны перестраи- ваться независимо друг от друга и работать в ультрафиолетовом, видимом или инфракрас- ном диапазонах длин волн и, кроме того, иметь узкую линию генерации. Последнее требование становится особенно актуальным для верхних ступеней возбуждения атомов из-за малой ши- рины энергетических уровней атомов и суже- ния интервалов между энергетическими уров- нями по мере роста главного квантового числа. В настоящее время весь спектр селектив- ного возбуждения ридберговских состояний обеспечивается лазерами на красителях с ге- нераторами гармоник. В качестве “силового” в нашем спектрометре применяется лазер на 3YAG : Nd + с ламповой накачкой в режиме Q-модуляции. Генерирование гигантского им- пульса осуществлялось при помощи поляриза- ционного модулятора на кристалле DKDP, на который поступает короткий импульс напря- жения амплитудой до 5000 В. Импульс лазера имеет такие параметры: энергия – 40 мДж, продолжительность ~ 20 нс, частота повто- рения – до 20 Гц. Преобразование основного излучения лазера с длиной волны 1064 нм в из- лучение, необходимое для накачки лазеров на красителях, – 532 нм, происходит в кристал- ле ниобата лития с температурной подстройкой условий синхронизма. Значение температуры кристалла в термостате поддерживается с вы- сокой точностью цифровым электронным регу- лятором при использовании калиброванного дат- чика ADT7301 (с разрешением по температуре 0.03125 C).± ° Эффективность преобразова- С. Ф. Дюбко, Н. Л. Погребняк, Е. А. Алексеев, И. И. Рябцев, А. С. Куценко Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2202 теля энергии основного излучения во вторую гармонику достигает ~ 20 %, что составляет ~ 8 мДж. Мы использовали лазеры на красителях DCM и R6G с поперечной накачкой излучением 2-й гармоники 3YAG : Nd + -лазера. Резонатор лазера на красителях состоит из выходного зер- кала, дифракционной решетки (1200 штри- хов на миллиметр) в режиме скользящего па- дения и поворотного зеркала. Перестройка лазера обеспечивается изменением угла пово- рота зеркала с помощью микрометрического винта с удлинительным рычагом. Эффектив- ность перестраиваемых лазеров составляет около 17 % при максимальном значении энер- гии генерации в пределах области перестройки. Узкополосное излучение с перестройкой в уль- трафиолетовом диапазоне длин волн получалось путем генерации второй гармоники в кристалле KDP с механической подстройкой угла синхро- низма. Энергия импульса второй гармоники лазера на красителе составляет около 5 мкДж при максимальном значении энергии генерации лазера. 3.3. Микроволновый синтезатор частоты Спектры переходов между ридберговски- ми уровнями записываются при сканирова- нии частоты выходного сигнала синтезатора 50000 250000÷ МГц. Этот синтезатор был ранее разработан нами для исследования вра- щательных спектров молекул [31-33]. В тече- ние долгого времени он эффективно применял- ся для этой цели (см., например, [32, 34-36]). Нам удалось адаптировать этот синтезатор для исследования спектров атомов в ридбергов- ских состояниях с минимальными модифика- циями [37]. Синтез частот в диапазоне 50000 150000÷ МГц достигается при двухступенчатом умножении частоты опорного синтезатора диапазона 385 430÷ МГц, построенного на основе синте- затора прямого цифрового синтеза (СПЦС, в англоязычной литературе DDS – Direct Digital Synthesizer) AD9851 [38]. Максимальная ра- бочая частота AD9851 не превышает 70 МГц при тактовой частоте 180 МГц. Для пониже- ния кратности умножения спектр выходного сигнала AD9851 переносится в диапазон 385 430÷ МГц при помощи преобразователя частоты на основе вспомогательного синтеза- тора 360 МГц и балансного смесителя [31, 32]. На первой ступени умножения обеспечи- вается фазовая синхронизация клистрона сан- тиметрового диапазона (3400 5200÷ МГц) по гармоникам опорного синтезатора. Благодаря высокой собственной стабильности частоты и достаточно низкому уровню собственных фа- зовых шумов клистрона полоса пропускания замкнутой петли фазовой автоподстройки час- тоты выбрана порядка 1 кГц. Тем самым обес- печивается фильтрация побочных спектральных составляющих СПЦС [39]. Во второй ступени умножения частоты используется ряд сменных блоков на основе ламп обратной волны с фазо- вой синхронизацией по гармоникам клистрона. Прямой сменой блоков перекрывается диапа- зон частот от 50000 до 150000 МГц. Установкой удвоителя частоты диапазон частот расши- ряется до 250000 МГц. Для достижения наи- высшей точности все сигналы в синтезаторе синхронизируются по рубидиевому стандарту частоты. 3.4. Генератор ионизационного импульса Импульс ионизирующего напряжения фор- мируется при помощи высоковольтного поле- вого транзистора с малым сопротивлением канала (~ 5 Ом). Управление амплитудой иони- зационного импульса обеспечивается при по- мощи изменения питающего напряжения. Весь диапазон 20 1000÷ В разбит на два поддиапазо- на: 20 200÷ В и 200 1000÷ В. В каждом под- диапазоне используется свой управляемый стабилизатор напряжения. Оба стабилизатора построены по схеме линейного стабилизатора напряжения с последовательным включением управляющего транзистора с оптоэлектронным управлением. Управление стабилизаторами осу- ществляется микроконтроллером на основе мик- роконвертера ADuC841, содержащим цифроа- налоговый преобразователь (ЦАП). Изменение выходного напряжения (как в ручном режиме, так и дистанционно) обеспечивается при уста- новке соответствующего опорного напряжения с помощью ЦАП. Применение оптоэлектронно- го управления, а также конечное сопротивление канала полевого транзистора ведут к тому, что амплитуда ионизационного импульса не пропор- циональна величине опорного напряжения. Для минимизации погрешности мы провели калиб- ровку, на основе которой определили парамет- ры корректирующего полинома. В настоящее время необходимая коррекция выполняется Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях 203Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2 контроллером стабилизатора, поэтому погреш- ность установки амплитуды ионизационного импульса не превосходит 0.5± В. 4. Работа спектрометра Функциональная схема микроволнового спектрометра атомов в ридберговских состоя- ниях приведена на рис. 1. Пучок исследуемых атомов формируется внутри ионизационной камеры (ее описание приведено выше). Атом- ный пучок перпендикулярен плоскости рисунка и обозначен символом (см. рис. 1). Часть атомов переводится резонансным излучением лазеров в ридберговские состояния, которые далее мы будем называть исходными. Спектрометр предназначен для регистрации тех переходов между ридберговскими уровня- ми, частоты которых лежат в диапазоне мил- лиметровых волн, поэтому в область взаимо- действия поступает излучение от синтезатора частоты 50 250÷ ГГц. При наличии резонанс- ного поглощения микроволнового излучения растет заселенность ридберговского уровня, ле- жащего выше исходного на величину энергии кванта микроволнового излучения. Амплитуда ионизирующего импульса выбирается таким об- разом, чтобы напряженность электрического поля в ионизационной ячейке превышала по- роговую для возбужденного микроволновым излучением уровня, но при этом была ниже пороговой для исходного. В этом случае проис- ходит ионизация только тех ридберговских атомов, которые поглотили кванты микровол- нового излучения. Следовательно, при пошаго- вом сканировании частоты изменения ионного тока будут воспроизводить линию поглощения ридберговских атомов. Особенностью выбранного метода спектро- скопии ридберговских состояний атомов яв- ляется импульсный режим работы, поэтому как сканирование частоты синтезатора, так и ра- бота аналогоцифрового преобразователя (АЦП) должны быть жестко синхронизированы с ра- ботой импульсных лазеров. Кроме того, ввиду высокого уровня импульсных помех необходи- Рис. 1. Функциональная схема микроволнового спектрометра ридберговских состояний атомов С. Ф. Дюбко, Н. Л. Погребняк, Е. А. Алексеев, И. И. Рябцев, А. С. Куценко Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2204 мо размещать систему регистрации и АЦП в непосредственной близости от ионизационной камеры, а передачу сигналов управления и дан- ных осуществлять с использованием оптоэлект- ронных и трансформаторных развязок. Современный физический эксперимент не- возможно представить без автоматизации про- цесса измерений: управление аппаратурой и сбор данных выполняются управляющим компьютером. Вот почему немаловажным воп- росом является выбор интерфейса для связи экспериментального оборудования и управ- ляющего компьютера. Темп измерений в спек- троскопии ридберговских атомов полностью оп- ределяется максимально возможной частотой запуска импульсной системы лазерного возбуж- дения, которая в нашем случае не превышает 20 Гц. При таком темпе измерений как управ- ление, так и сбор данных легко осуществлять через стандартный последовательный интер- фейс RS-232, которым оснащается большинство компьютеров. Поддержка этого интерфейса со стороны аппаратуры спектрометра обеспе- чивается широко распространенными микрокон- вертерами ADuC834 и ADuC841 фирмы Analog Devices Inc. [40]. К достоинствам этих микро- конвертеров следует отнести наличие аналого- цифровых и цифроаналоговых преобразовате- лей, стандартных интерфейсов RS-232, SPI, 2I C и т. д., что позволяет создать компактную и очень эффективную информационно-изме- рительную систему. В нашем случае запуск системы лазерного возбуждения, управление синтезатором частоты 50000 250000÷ МГц, а также опрос АЦП обеспечиваются контрол- лером на основе ADuC834. После предварительной настройки системы лазерного возбуждения и амплитуды ионизи- рующего импульса запись спектров атомов в ридберговских состояниях обеспечивается следующим образом. Контроллер выдает им- пульс запуска системы лазерного возбуждения. В целях исключения влияния импульсных по- мех на измерительную систему спектрометра в цепи запуска используется трансформатор- ная развязка. Между сигналом запуска и появ- лением импульса лазерного излучения есть неконтролируемая задержка в несколько мик- росекунд, поэтому управление системой иони- зации обеспечивается оптическим датчиком по факту появления лазерного импульса. Таким образом обеспечивается временная привязка ионизационного импульса. Экспериментально установлено, что в нашем спектрометре мак- симальная амплитуда сигнала на выходе ка- налотрона наблюдается через 15 мкс после ионизационного импульса, поэтому запуск АЦП осуществляется с такой же задержкой и с при- вязкой к ионизационному импульсу. Для исклю- чения влияния импульсных помех результаты измерений считываются контроллером при помощи интерфейса SPI с оптоэлектронной развязкой. Полученные данные передаются в управляющий компьютер для обработки и ви- зуализации. Запуск системы лазерного возбуждения осу- ществляется при пошаговом сканировании час- тоты синтезатора 50000 250000÷ МГц. Таким образом получаются записи переходов между ридберговскими состояниями атомов. Для по- вышения отношения сигнал/шум применяется многократный проход участка спектра с после- дующим усреднением полученных реализаций. 5. Тестовые записи микроволновых спектров поглощения атома цезия в ридберговских состояниях Для испытания разработанного спектромет- ра мы записали несколько переходов между ридберговскими состояниями атома цезия Cs I. Выбор именно этого атома в качестве тестово- го был сделан по следующим соображениям. Энергетический спектр цезия в ридбергов- ских состояниях S, P, D и F хорошо изучен [10]. Авторами этой работы определены значения постоянных для расчета квантового дефекта в указанных состояниях, что позволяет рассчи- тать с приемлемой точностью уровни энергии и частоты переходов. Легко также вычислить пороги полевой ионизации атома цезия в каждом из этих состояний, что облегчает идентифика- цию записанных резонансов. Кроме того, пучок атомов цезия несложно получить при сравнитель- но низкой температуре источника, а перевод атомов в ридберговские состояния можно осу- ществить путем двухфотонного поглощения из- лучения единственного лазера на красителе DCM (красный свет) с перестройкой частоты. В работе [10] получены следующие значе- ния постоянных для расчета квантового дефекта D-термов ( 2) :l = 5 2, 3 2 2.475365 10 ;E −= ⋅ 3 2, 3 2 0.0554 10 ;A −= ⋅ 5 2, 5 2 2.466210 10 ;E −= ⋅ Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях 205Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2 3 2, 5 2 0.0670 10 .A −= ⋅ С их помощью мы рассчи- тали уровни энергии с использованием извест- ного выражения ( ) Cs Cs * 2 2 , , ( , , ) , ( ) n l j R RE n l j n n − −= = − δ где Cs 3289828299R = МГц – постоянная Рид- берга для цезия, а квантовый дефект , ,n l jδ может быть представлен формулой Ритца [10]: , , , , 2 , . ( ) l j n l j l j l j A E n E δ = + + ⋅⋅⋅ − Частоты переходов находились из разности соответствующих уровней энергии. Полученная экспериментально запись зави- симости ионного тока от амплитуды импульса на пластинах ионизационной ячейки для двух- фотонного перехода 5 2 5 227 (27 1)D D− + атомов цезия приведена на рис. 2. На этой записи на- блюдается четко выраженный порог ионизации, который с использованием соотношения (1) позволяет легко идентифицировать тип перехо- да по главному квантовому числу n. Для энер- гетического уровня 5 227D и расстояния 7 мм между пластинами ионизационной ячейки вы- численное значение критической амплитуды импульса равно 618 В. Экспериментально по- лученное значение составляет 615 В. Проверка показала хорошее соответствие расчетных и эк- спериментальных результатов в широком диапа- зоне изменения квантовых чисел и пригодность метода для определения квантового числа стар- тового уровня. Записи двухфотонных микроволновых резо- нансов 5 2 5 234 35D D− и 5 2 5 235 36D D− приве- дены на рис. 3 и рис. 4 соответственно. Следует обратить внимание на малую ширину резонан- сов, составляющую ~ 0.5 1.5÷ МГц. Такие зна- Рис. 2. Зависимость сигнала отклика от амплитуды импульса ионизации для n 27.= Вычисленное значе- ние критической амплитуды импульса равно 618 В, экспериментально полученное значение – 615 В Рис. 3. Резонансный двухфотонный переход 5 2 5 234D 35D .− Вычисленное по данным [10] значе- ние частоты составляет 2 100130.026⋅ МГц, экспе- риментально получено значение – 2 100130.247⋅ МГц Рис. 4. Резонансный двухфотонный переход 5 2 5 235D 36D .− Вычисленное по данным [10] значе- ние частоты составляет 2 91306.370⋅ МГц, экспе- риментально получено значение – 2 91306.998⋅ МГц С. Ф. Дюбко, Н. Л. Погребняк, Е. А. Алексеев, И. И. Рябцев, А. С. Куценко Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2206 чения приблизительно соответствуют обратно- му времени пребывания возбужденного атома в активной зоне, т. е. пролетной ширине. Малая ширина резонанса свидетельствует также о незначительном уровне паразитных электроста- тических полей в области взаимодействия. Резонансные частоты переходов определя- ются при помощи аппроксимации эксперимен- тальной записи контуром Лоренца. Результаты измерения частот четырех переходов между ридберговскими состояниями атома цезия при- ведены в таблице. Напомним, что переходы – двухфотонные, поэтому значения эксперимен- тально измеренных частот должны быть умно- жены на два (в таблице это обозначено как “2 ”).⋅ Для сравнения там же приведены значения частот, вычисленных по данным работы [10], а также разности между экспериментальными и расчетными значениями. Как следует из таб- лицы, расхождение между экспериментальны- ми и вычисленными значениями составляет 0.4 1.2÷ МГц, что следует рассматривать как хорошее соответствие, поскольку погрешности частотных измерений в работе [10] для различ- ных переходов лежат в пределах 0.2 10÷ МГц. Заметим, что значение частоты двухфотонных переходов подвержено еще мощностному сдви- гу, обусловленному динамическим эффектом Штарка: ( )2 2 2 1 2 0 2 , 8 d d E− δ = Δ где 1,d 2d – дипольные моменты нижнего и верхнего переходов через промежуточный уровень, E – амплитуда напряженности микро- волнового поля (при его линейной поляризации), Δ – отстройка промежуточного уровня. При частоте Раби двухфотонного перехода 2Ω = 2 2 1 2 (4 )d d E Δ порядка 1 МГц мощностный сдвиг сравним с шириной резонанса, т. е. тоже порядка 1 МГц (при заметных отличиях 1d и 2 ).d Учет этого сдвига необходим при прове- дении точных измерений. Для этого измеряют зависимость частоты от мощности микровол- нового излучения и потом делают линейную экстраполяцию к нулевой мощности. Ввиду использования атомов цезия исключительно в целях проверки работоспособности спектро- метра такого рода измерения в нашем случае не проводились. Следует заметить, что синтезатор частоты нашего спектрометра активно используется для исследований вращательных спектров молекул. Многочисленные оценки, проведенные по мо- лекулярным спектрам, показывают, что при отношении сигнал/шум больше 10 погреш- ности частотных измерений не превосходят 0.010± МГц. Из-за сравнительно высокого уровня шума на записях переходов между рид- берговскими состояниями атома цезия ошибки при измерениях их резонансных частот могли достигать 0.050± МГц. 6. Заключение Разработан и создан микроволновый спект- рометр для исследования свойств атомов в ридберговских состояниях. Первые испыта- ния спектрометра, проведенные с атомами це- зия, показали его соответствие современным требованиям к приборам такого типа. В даль- нейшем предполагается адаптация спектромет- ра к исследованиям ридберговских состояний атомов углерода и кремния, представляющих особый интерес для радиоастрономии. Таблица. Резонансные частоты четырех двухфотонных переходов между ридберговскими состояниями атома цезия 5 2 5 233 34D D− 2 110128.355⋅ 2 110128.887⋅ 1.064 5 2 5 234 35D D− 2 100130.026⋅ 2 100130.247⋅ 0.442 5 2 5 235 36D D− 2 91306.370⋅ 2 91306.998⋅ 1.256 5 2 5 236 37D D− 2 83489.987⋅ 2 83490.172⋅ 0.370 Переход Частота (расчет по данным [10]), МГц Частота (эксперимент), МГц Разность частот (эксперимент – расчет), МГц Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях 207Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2 Работа выполнена при поддержке совмет- ного проекта РФФИ–ГФФИ Украины (№09-02- 90427–№Ф28/259-2009), а также гранта РФФИ № 10-02-00133. Литература 1. Cooke W. E., Gallagher T. F., Hill R. M., and Edelstein S. A., Resonance measurements of d-f and d-g intervals in lithium Rydberg states // Phys. Rev. A. – 1977. – Vol. 16, No. 3. – P. 1141-1145. 2. Cooke W. E., Gallagher T. F., Hill R. M., and Edelstein S. A. Measurement of nd (n 1)p→ + intervals in sodium Ryd- berg states // Phys. Rev. A. – 1977. – Vol. 16, No. 6. – P. 2473-2477. 3. Beterov I. M. and Ryabtsev I. I. Observation of two-pho- ton potential scattering of Rydberg sodium atoms by a microwave field // JETP Lett. – 1994. – Vol. 59, No. 2. – P. 94. 4. Sun X. and MacAdam K. B. Microwave measurements of d-f-g-h intervals and d and f fine structure of sodium Rydberg states // Phys. Rev. A. – 1994. – Vol. 49, No. 4. – P. 2453-2459. 5. Dyubko S., Efimenko M., Efremov V., and Podnos S. Microwave spectroscopy of S, P, and D states of so- dium Rydberg atoms // Phys. Rev. A. – 1995. – Vol. 52, No. 1. – P. 514-517. 6. Ryabtsev I. I. and Tret’yakov D. B. Microwave spectro- scopy of the Zeeman effect in Rydberg atoms of sodium // Opt. Spectrosc. – 2001. – Vol. 90, No. 2. – P. 145-148. 7. Wenhui Li, Mourachko I., Noel M. W., and Gallagher T. F. Millimeter-wave spectroscopy of cold Rb Rydberg atoms in a magneto-optical trap: Quantum defects of the ns, np, and nd series // Phys. Rev. A. – 2003. – Vol. 67, No. 5. – P. 052502. 8. Farley J., Tsekeris P., and Gupta R. Hyperfine-structure measurements in the Rydberg S and P states of rubi- dium and cesium // Phys. Rev. A. – 1977. – Vol. 15, No. 4. – P. 1530-1536. 9. Weber K.-H. and Sansonetti C. J. Accurate energies of nS, nP, nD, nF, and nG levers of neutral cesium // Phys. Rev. A. – 1987. – Vol. 35, No. 11. – P. 4650-4660. 10. Goy P., Raimond J. M., Vitrant G., and Haroche S. Milli- meter-wave spectroscopy in cesium Rydberg states. Quan- tum defects, fine- and hyperfine-structure measurements // Phys. Rev. A. – 1982. – Vol. 26, No. 5. – P. 2733-2742. 11. Bloomfield L. A., Stoneman R. C., and Gallagher T. F. Microwave Multiphoton Transitions between Rydberg States of Potassium // Phys. Rev. Lett. – 1986. – Vol. 57, No. 20. – P. 2512-2515. 12. Stoneman R. C., Thomson D. S., and Gallagher T. F. Microwave multiphoton transitions between Rydberg states of potassium // Phys. Rev. A. – 1988. – Vol. 37, No. 5. – P. 1527-1540. 13. Eichmann U., Dexter J. L., Xu E. Y., and Gallagher T. F. Microwave ionization and excitation of Ba Rydberg atoms // Zeitschrift für Physik D Atoms, Molecules and Clusters. – 1989. – Vol. 11, No. 3. – P. 187-197. 14. Gentile T. R., Hughey B. J., and Kleppner D. Micro- wave spectroscopy of calcium Rydberg states // Phys. Rev. A. – 1990. – Vol. 42, No. 1. – P. 440-451. 15. Cooke W. E. and Gallagher T. F. Measurement of 1 1 2 3D F→ microwave transitions in strontium Ryd- berg states using selective resonance ionization // Opt. Lett. – 1979. – Vol. 4, No. 6. – P. 173-175. 16. Lyons B. J. and Gallagher T. F. Mg 3snf-3sng-3snh- 3sni intervals and the Mg+ dipole polarizability // Phys. Rev. A. – 1998. – Vol. 57, No. 4. – P. 2426-2429. 17. Shuman E. S., Nunkaew J., and Gallagher T. F. Two- photon microwave spectroscopy of Ba 6snl states // Phys. Rev. A. – 2007. – Vol. 75, No. 4. – P. 044501. 18. Konovalenko A. A. and Sodin L. G. The 26.13 MHz absorption line in the direction of Cassiopeia A // Nature. – 1981. – Vol. 294, Is. 5837. – P. 135-136. 19. Коноваленко А. А., Степкин С. В., Шалунов Д. В. Низкочастотные рекомбинационные линии угле- рода // Радиофизика и радиоастрономия. – 2001. – T. 6, №1. – С. 21-31. 20. Konovalenko A. A. and Stepkin S. V. Radio recombina- tion lines, in Radio Astronomy from Karl Jansky to Mi- crojansky / Edited by L. I. Gurvits, S. Frey, S. Rawling / EAS Publications Series. – 2005. – Vol. 15. – P. 271-295. 21. Stepkin S. V., Konovalenko A. A., Kantharia N. G., and Udaya Shankar N. Radio recombination lines from the largest bound atoms in space // Mon. Not. R. Astron. Soc. – 2007. – Vol. 374, No. 1. – P. 852-856. 22. Gallagher T. F. Rydberg Atoms. – Cambridge: Cam- bridge University Press, 1994. – 495 c. 23. Летохов В. С. Лазерная фотоионизационная спек- троскопия. – М.: Наука, 1987. – 320 с. 24. Ридберговские состояния атомов и молекул / Под ред. Р. Стеббингса и Ф. Даннинга. – М.: Мир, 1985. – 496 с. 25. Dyubko S. F., Efremov V. A., Gerasimov V. G., and MacAdam K. B. Microwave spectroscopy of Al I Ryd- berg states: F terms // J. Phys. B. – 2003. – Vol. 36, No. 18. – P. 3797-3804. 26. Dyubko S. F., Efremov V. A., Gerasimov V. G., and MacAdam K. B. Millimetre-wave spectroscopy of Au I Rydberg states: S, P and D terms // J. Phys. B. – 2005. – Vol. 38, No. 8. – P. 1107-1118. 27. MacAdam K. B., Dyubko S. F., Efremov V. A., Gerasi- mov V. G., and Perepechay M. P. Microwave spectrosco- py of Ag I atoms in Rydberg states: S, P and D terms // J. Phys. B. – 2009. – Vol. 42, No. 8. – P. 085003. 28. MacAdam K. B., Dyubko S. F., Efremov V. A., Gerasi- mov V. G., and Kutsenko A. S. Laser-microwave spec- troscopy of Cu I atoms in S, P, D, F and G Rydberg states // J. Phys. B. – 2009. – Vol. 42, No. 16. – P. 165009. 29. Dyubko S. F., Efremov V. A., Gerasimov V. G., and MacAdam K. B. Microwave spectroscopy of Al I atoms in 0l = to 4 Rydberg states: comprehensive quantum- defect analysis // J. Phys. B. – 2004. – Vol. 37, No. 9. – P. 1967-1978. 30. <http://www.photonis.com/upload/industryscience/ pdf/electron_multipliers/ChannelBook.pdf>. С. Ф. Дюбко, Н. Л. Погребняк, Е. А. Алексеев, И. И. Рябцев, А. С. Куценко Радиофизика и радиоастрономия, 2011, т. 16, №2208 31. Алексеев Е. А., Захаренко В. В. Синтезатор прямо- го цифрового синтеза в микроволновой спектроско- пии // Радиофизика и радиоастрономия. – 2007. – T. 12, №2. – С. 205-213. 32. Motiyenko R. A., Alekseev E. A., Dyubko S. F., and Lovas F. J. Microwave Spectrum and Structure of Fur- fural // J. Mol. Spectros. – 2006. – Vol. 240, Is. 1. – P. 93-101. 33. Alekseev E. A. and Motiyenko R. A. High-precision millimeter-wave spectrometer: last improvements // Proc. VI Int. Kharkov Symp. “Physics and engineering of milli- meter and submillimeter waves”. – Kharkov (Ukraine). – 2007. – P. 797-799. 34. Ilyushin V. V., Alekseev E. A., Dyubko S. F., Motiyen- ko R. A., and Lovas F. J. Millimeter wave spectrum of gly- cine // J. Mol. Spectrosc. – 2005. – Vol. 231, Is. 1. – P. 15-22. 35. Ilyushin V. V., Alekseev E. A., Demaison J., and Klei- ner I. The ground and first excited torsional states of methyl carbamate // J. Mol. Spectrosc. – 2006. – Vol. 240, Is. 1. – P. 127-132. 36. Kryvda A. V., Gerasimov V. G., Dyubko S. F., Motiyen- ko R. A., and Alekseev E. A. New measurements of the microwave spectrum of formamide // J. Mol. Spectrosc. – 2009. – Vol. 254, Is. 1. – P. 28-32. 37. Алексеев Е. А., Дюбко С. Ф., Рябцев И. И. Микро- волновый синтезатор частоты для прецизионной спек- троскопии ридберговских состояний // XXIV Съезд по спектроскопии. – Москва, Троицк (Россия). – 2010. – С. 78-79. 38. <http://www.analog.com/UploadedFiles/Data_Sheets/ AD9851.pdf>. 39. A Technical Tutorial on Digital Signal Synthesis, An- alog Devices Inc. <http://www.analog.com/Uploaded- Files/Tutorials/450968421DDS_Tutorial_rev12-2- 99.pdf>, <http://www.ieee.li/pdf/essay/dds.pdf>. 40. <http://www.analog.com/>. Мікрохвильовий спектрометр атомів у рідбергівських станах С. П. Дюбко, М. Л. Погребняк, Є. А. Алєксеєв, І. І. Рябцев, О. С. Куценко Описується новий спектрометр, розрахова- ний для дослідження мікрохвильових спектрів атомів у рідбергівських станах. Спектрометр забезпечує точність вимірювання частот пере- ходів не гірше за 0.05± МГц. Наведено резуль- тати тестових вимірювань деяких мікрохвиль- ових переходів між рідбергівськими станами атома цезію. Microwave Spectrometer of Rydberg State Atoms S. F. Dyubko, N. L. Pogrebnyak, E. A. Alekseev, I. I. Ryabtsev, and A. S. Kutsenko A new spectrometer designed for investigation of microwave spectra of Rydberg state atoms is described. The spectrometer provides an accuracy of transition frequencies measurements about 0.05± MHz. Results of test measurements of some microwave transitions between Rydberg states of cesium atom are presented.

Микроволновый спектрометр атомов в ридберговских состояниях

Репозитарії

Схожі ресурси