Новые квантовые радиооптические системы и методы измерения слабых магнитных полей

  • Автор:
  • Специальность ВАК РФ: 01.04.01
  • Научная степень: Докторская
  • Год защиты: 2007
  • Место защиты: Санкт-Петербург
  • Количество страниц: 300 с. : ил.
  • бесплатно скачать автореферат
  • Стоимость: 250 руб.
Титульный лист Новые квантовые радиооптические системы и методы измерения слабых магнитных полей
Оглавление Новые квантовые радиооптические системы и методы измерения слабых магнитных полей
Содержание Новые квантовые радиооптические системы и методы измерения слабых магнитных полей
1. КРАТКИЙ ОБЗОР РАДИОСПЕКТРОСКОПИЧЕСКИХ МЕТОДОВ КВАНТОВОЙ МАГНИТОМЕТРИИ
1.1. Двойной РАДИООПТИЧЕСКИЙ РЕЗОНАНС И ОПТИЧЕСКАЯ ОРИЕНТАЦИЯ АТОМНЫХ И ЯДЕРНЫХ МОМЕНТОВ
1.1.1. Элементарная теория оптической накачки
1.1.2. Релаксация и сдвиги уровней при оптической накачке
1.2. Виды ОПТИЧЕСКОЙ НАКАЧКИ
1.2.1. Поляризационная накачка
1.2.2. Спектрально-селективная накачка
1.2.3. Метод спинового обмена
1.2.4. Обмен метастабилыюстыо
1.2.5. Метод спин-селективной ионизации
1.3. Теория поведения магнитного момента во внешнем магнитном поле
1.3.1. Виды сигналов магнитного резонанса
1.3.2. Переходные прощссы и нестационарные отклики
1.3.3. Квантовомеханическое (полуклассическое) рассмотрение задачи о взаимодействии двухуровневой системы с внешним полем
1.4. Механизмы релаксации магнитного момента
1.4.1. Неоднородность внешнего магнитного поля
1.4.2. Спин-обменпые процессы
1.4.3. Уишрение радиочастотным полем
1.4.4. Релаксация при столкновениях со стенками ячейки
1.4.5. Релаксация при столкновениях с атомами буферного газа
1.4.6. Релаксация, индуцированная светом накачки
1.5. Многоквантовые (многофотонные) процессы
1.6. Применения оптической накачки и двойного резонанса в магнитометрии
1.6.1. Квантовые магнитометрические устройства и их основные метрологические характеристики
1.6.2. Самогенерирующий цезиевый магнитометр
1.6.3. Магнитометр на переходе в сверхтонкой структуре (СТС-магнитометр)
1.6.4. Ядерный гелиевый магнитометр
1.6.5. Магнитометр на 4Не с оптической накачкой
1.6.6. Щелочно-гелиевый магнитометр
1.6. 7. Калиевый магнитометр на изолированной узкой линии
1.6.8. МГМХ тандем
1.6.9. Калиевый магнитометр на узкой линии с подавленным спин-обменным уширением
1.6.10. Магнитометры на многофотонных переходах
1.6.11. Проекты магнитометра на эффекте электроиндуцированной прозрачности
1.6.12. Проекты магнитометра на эффекте когерентного пленения населенностей
1.6.13. Магнитометр на эффекте нелинейного магнито-оптического вращения
1.6.14. Проект магнитометра на «квантовых биениях» с когерентным возбуждением уровней зеемановской структуры
1.6.15. Перспективные направления квантовой магнитометрии с использованием методов квантовой оптики и лазерного охлаждения атомов
1.6.16. Векторная магнитометрия с использованием квантовых датчиков
1.7. Выводы
2. МАГНИТНЫЙ МХ-РЕЗОНАНС И ДОСТИЖЕНИЕ ПРЕДЕЛЬНОЙ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТИ В СХЕМЕ МХ-МАГНИТОМЕТРА
2.1. Оптимизация фактора качества магнитного Мх-резонанса в условиях оптической накачки
2.1.1. Теоретическое рассмотрение
2.1.2. Эксперимент
2.1.3. Выводы
2.2. Эффективность оптической накачки и сдвиг частоты магнитного резонанса основного состояния калия в схеме мх-магнитометра. Лазерная накачка и детектирование магнитного резонанса
2.2.1. Лазерная накачка магнитных подуровней и детектирование магнитного резонанса
2.2.2. Схема накачки магнитного резонанса в калии на основе стабилизированного Єа-Ав лазера с внешним резонатором
2.2.3. Оптическая схема стабилизации диодного лазера и спектр насыщенного тглощения39К
2.2.4. Экспериментальное определение плотности паров калия
2.2.5. Лазерная накачка и детектирование магнитного резонанса в 39К
2.3. Экспериментальная демонстрация разрешающей способности квантовой магнитометрической Мх-схемы с оптической накачкой
3. НОВЫЕ СПОСОБЫ РЕАЛИЗАЦИИ МЕТРОЛОГИЧЕСКИХ СВОЙСТВ МАГНИТНОГО Мх-РЕЗОНАНСА
3.1. Способы захвата и привязки к Мх-резонансу в быстро меняющемся поле
3.2. Контроль формы линии М-резонанса в нестабильном поле методом инвариантного отображения сигнала спиновой прецессии
4. МНОГОКВАНТОВЫЕ РЕЗОНАНСЫ В ПРИМЕНЕНИИ К МАГНИТОМЕТРИИ
4.1. Четырехквантовый резонанс в парах калия. Новая версия квантовой магнитометрической схемы: Сб-К тандем на четырехквантовом РЕЗОНАНСЕ в 3,К
5. ИЗМЕРЕНИЕ ИНДУКЦИИ МАГНИТНОГО ПОЛЯ ПО РАЗНОСТИ ЧАСТОТ СИММЕТРИЧНЫХ ПЕРЕХОДОВ В СВЕРХТОНКОЙ СТРУКТУРЕ ЩЕЛОЧНОГО АТОМА
5.1. Проект балансной магнитометрической схемы на резонансе когерентного пленения НАСЕЛЕННОСТЕЙ В СВЕРХТОНКОЙ СТРУКТУРЕ 87ДВ
5.2. Магнитометрическая схема на симметричной паре однофотонных переходов в сверхтонкой структуре 87RB
6. РАДИООПТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ КОМПОНЕНТ ВЕКТОРА ИНДУКЦИИ МАГНИТНОГО ПОЛЯ
6.1. Способ прецизионного измерения вариаций трех компонент магнитного поля с использованием МОДУЛЬНОГО КАЛИЕВОГО ДАТЧИКА С ОПТИЧЕСКОЙ НАКАЧКОЙ
6.2. Способ прецизионного измерения вариаций трех компонент магнитного поля с использов анием
ЦЕЗИЕВОГО ДАТЧИКА С ОПТИЧЕСКОЙ НАКАЧКОЙ И ЧАСТИЧНОЙ КОМПЕНСАЦИИ ПРОДОЛЬНОЙ СОСТАВЛЯЮЩЕЙ ИЗМЕРЯЕМОГО ПОЛЯ
6.3. Способ абсолютного измерения трех компонент вектора магнитного поля, основанный на использовании модульного MX-магнитометра с оптической накачкой
6.3.1. Описание методики
6.3.2. Описание сигнала в системе
6.3.3. Результаты численного моделирования
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА.

третье - сдвиг зеемановских уровней под действием эффективного поля ЗН. Этот сдвиг присутствует только при накачке поляризованным светом.
Оператор макроскопической поляризации Р выражается через оператор дипольного момента индивидуального атома р: Р = Лт<р>, где /V - плотность атомов. Среднее значение р, в свою очередь, выражается через квантовые амплитуды возбужденных состояний атома ат
{уРЧ>) = Руташ + с-с- (1.24)

где ат является решением уравнения Шредингера для возбужденного состояния
• с!ат .Г / Е р
е-е <125)

Решение уравнений (1.24)-(1.25) усредняется по истории столкновений с учетом вероятности Р(т)ск того, что последнее столкновение атом испытал в промежутке времени между 1-г и ? - т + Л
Р(т)с1( = е 7,1 уСЛ (1.26)
и по скоростному распределению атомов, которое считается максвелловским:
= (1-27)
1.2пИТ) у 2ЯТу
Спектральный профиль линии оказывается пропорционален функции
1 °° р~“2
4)=-г1' ТАи (1.28)
э/л:
от комплексного аргумента х(Рп;Рл)Ну9 где
х(Рет Рр) = {[в -а(Рет;Рер)]
, (1.29)
у = ЦЦ2{-+г
' к2кЯТ) 1,2 с
В случае слабых магнитных полей и комнатных температур, когда зеемановское расщепление много меньше допплеровской ширины линии (2[х(Рет;)+іу)]=2(Т'У'У, оператор поляризуемости а можно записать, как

Рекомендуемые диссертации данного раздела