Файл: Слабкий Л.И. Методы и приборы предельных измерений в экспериментальной физике.pdf

бильность газовых лазеров составляет1 Асо/ш ~ 10~10—ІО-11. Поэтому величина Admln, определяемая этими флуктуациями, бу­ дет равна

• Admln = 4 - ( '^ L) - 2>5 -(10~15- 10_1(i) см-

В заключение упомянем еще об одном типе датчиков— так на­ зываемом «фононном» датчике, принцип работы которого состоит в том, что изменение размеров кристалла сопровождается воз­ буждением его кристаллической решетки — появлением квантов гиперзвука (фононов).

Известно, что одному поглощенному в кристалле кванту гипер­

вые эффекты для усиления фононного «потока», аналогичные тем, которые применяются в лазерных усилителях с накачкой от внеш­ него источника энергии, можно в принципе регистрировать появле­ ние в возбужденном кристалле единичных фононов. Таким образом, изменение длины кристалла будет сопровождаться возникновением фононов, по регистрации которых можно судить о величине этого изменения. Натрудно видеть, однако, что такой тип датчиков об­ ладает весьма большой жесткостью \ и для его «деформации» на малую длину Ах требуются значительные силы, что не всегда бы­ вает полезно в таких опытах, целью которых является именно из­ мерение малых сил по вызываемым им малым смещениям элемен­ тов измерительного датчика.

1 В последнее время появились надежды на возможность создания лазеров на основе твердого тела, имеющих относительную стабильность лучшую, чем 10-14, путем замены одного из зеркал матовой рассеивающей поверхностью (в гл. 5 [19, 20]). Более строгое выражение для Ad имеет вид [13]

Admln = Z ( l - P ) \ Y - щ - А /.

где Х>— множитель порядка единиц, зависящий от уровня достоверности; N0 — мощность светового потока в резонаторе, Аf — полоса частот, в которой ведутся измерения. При £ = 2 , Р = 0,995, /Ѵ0= 10е эрг/сек, Х—5 - 10~6 см величина Admja= = 7 - 1 0 - 10-Т /Д / см.

т

Г л а в а 3

ЭТАЛОНЫ ЧАСТОТЫ

И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ В ПРЕДЕЛЬНЫХ ИЗМЕРЕНИЯХ

Высокостабнльные генераторы частоты (эталоны времени) на­

щие генераторы и т. д.), радиофизика, различные эксперименты по проверке некоторых следствий из специальной и общей теории от­ носительности, измерительные системы типа емкостных датчиков и квантовых магнитометров, разного рода фазовые измерения и др.

В качестве таких высокостабильных генераторов (реперов) ча­ стоты наиболее широкое применение находят следующие основ­ ные типы квантовых реперов — молекулярные генераторы на пуч­ ке молекул аммиака, цезиевые (рубидиевые) эталоны частоты на

Рассмотрим прежде всего генераторы, частота которых стаби­ лизирована по атомным переходам в атомах цезия или рубидия.

В качестве наиболее подходящих изотопов этих элементов ис­ пользуются приведенные в табл. 1.

Благодаря взаимодействию орбитального момента внешнего электрона І к и спинового момента ядра / к (полный момент F коли­ чества движения атома равен сумме F = / к + 7) происходит рас­ щепление всех уровней атома на ряд компонент (сверхтонкое рас­

ла внешнего магнитного поля компоненты сверхтонкого расщепления разделяются на ряд подуровней (эффект Зеемана), причем для сла­ бых полей порядка эрстед или долей эрстеда каждый уровень сверхтонкой структуры расщепляется на 2F + 1 магнитных под­ уровней с различными значениями магнитного квантового числа тр (рис. 68).

172

mF

Рис. 68. Схема расщепления энергетических уровней атома цезия во ^внешнем магнитном поле

Генератор

низкой

частоты

. J

Рис. 69. Блок-схема высокостабильного генератора колебаний с подстройкой частоты по атомным переходам в цезии

Между этими подуровнями для двух соседних уровней возмож­ ны переходы, подчиняющиеся определенным правилам отбора. В ка­ честве наиболее подходящих переходов в цезиевых и рубидиевых стандартах частоты используется переход F — 4, mF — 0 F = 3, тр = о, для которого влияние, внешнего магнитного поля нич­ тожно мало (подуровни т = 0 практически не смещены относитель­ но уровней сверхтонкой структуры для F = 3 н F = 4 основного состояния). Так, частота перехода зависит только от квадрата поля Я и, например, для Cs133 она равна

относительно верхнего (F = 4, т — 0), обычно используется эффект оптической накачки, о котором уже шла речь выше (см. гл. 1, § 3). Напомним, как это происходит. Пусть атом цезия находится в ос­ новном состоянии F0 = 3, tnF — —2, и пусть на него падает излуче­ ние с "к = 8943,46 А, которое переведет его в возбужденное состоя­ ние.

В соответствии с правилами отбора (АF = ± 1 , Аm.F — + 0, ±1) атом перейдет в состояние F = 4, mF — —1, и далее, спонтан­ но, за время ~ 1 0 - 8 с,—■снова в основное состояние на F —2>с mF = = 0, —1 или —2. При повторных оптических переходах такого

/ = 9192,631 Мгц, то в ней возникнут переходы между различ­

щего через пары цезия, которые находятся в радиочастотном по­

ному поглощению светового потока в колбе с парами цезия. Исполь­

174