CC BY
123
УДК 621.374,621.376,621.373.8
М. А. Губин1, А. Н. Киреев1, А. Б . Пнев2, 1 2 Д. А. Тюриков , Д. А. Шелестов ,
А. С . Шелковников1
МЕТОДЫ ДОЛГОВРЕМЕННОЙ СТАБИЛЬНОСТИ ЧАСТОТЫ ЛАЗЕРОВ С ГАЗОВЫМИ ЯЧЕЙКАМИ
Рассмотрены методы стабилизации оптических стандартов частоты (ОСЧ) с применением резонансов насыщенных поглощения и дисперсии, выделяемых методами нелинейной лазерной спектроскопии в газовых ячейках низкого давления. Проведена оценка возможности повышения на 1-2 порядка (до 10-15 - 10-16) долговременной стабильности компактного ОСЧ на основе Ив-Ыв-лазера и метановой поглощающей ячейки СИ4 (длина волны X = 3,39 мкм).
E-mail: [email protected]
Ключевые слова: ОСЧ на основе Ив-Ыв-лазера и метановой ячейки; компактный транспортируемый ОСЧ; точность, стабильность, воспроизводимость ОСЧ; хранители частоты; методы спектроскопия насыщения; параметры резонатора; параметры активной среды; неразрешенная магнитная сверхтонкая структура.
Развитие ряда областей науки и техники, определяющим образом зависит от высокоточных измерений времени и частоты. В течение столетия точность измерения временных интервалов поднялась от 10 (маятниковые часы) до 1015 для часов, основанных на сверхтонком квантовом переходе атома цезия (Cs), период колебаний которого определяет длительность секунды в системе СИ. Основой такого прогресса послужило прежде всего повышение частоты колебаний маятника от единиц до 1010 Гц (частота эталонного перехода в Cs vCs = 9,1 ГГц). Следующий шаг в повышении точности эталона времени связан с освоением оптического диапазона и стабилизацией частоты излучения лазеров по спектральным линиям атомов и молекул в диапазоне 1014...1015 Гц, что может способствовать повышению точности еще на 2-3 порядка по сравнению с Cs эталоном. Использование стабилизированного оптического излучения для измерения временных интервалов стало возможным после появления удобных средств калибровки оптических частот по частоте Cs эталона. Такие средства калибровки - делители оптической частоты в
104 - 106 раз,
объединившие оптический и СВЧ-диапазоны, основаны на свойствах спектра излучения лазеров, генерирующих непрерывную последова-
1 Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН (ФИАН).
2 МГТУ им. Н.Э. Баумана, НОЦ «Фотоника и ИК-техника».
тельность фемтосекундных импульсов [1, 2]. К настоящему времени установлено, что точность сравнения оптических и радиочастот (неточность передачи потребителю) может достигать порядка ~10 [3], поэтому главный источник неточности лежит в непосредственно оптических стандартах частоты, стабилизированных по атомным или молекулярным переходам.
Для повышения точности, воспроизводимости и стабильности частоты определяющими факторами являются: реперный квантовый переход, методы регистрации спектрального резонанса и точности определения его вершины. Кроме того требуется, чтобы большое значение имело отношение сигнал/шум выделяемой реперной линии и минимизация физических и технических источников возмущений, приводящих к сдвигам стабилизированной частоты относительно частоты идеального («невозмущенного») квантового перехода.
В стандартах частоты реперная линия регистрируется по поглощению или фазовой задержке излучения внешнего генератора при взаимодействии с атомами или молекулами. Факторами ограничивающими стабильность частоты, являются относительная ширина реперной линии, к центру которой производится привязка частоты генератора, и отношение сигнал/шум, с которым эта линия выделена.
Предельная стабильность частоты а, выраженная средним квад-ратическим относительным двухвыборочным отклонением, т.е. девиация Аллана а(2, т), определяется соотношением:
о- (2,т) = 1
V V
2
N ( тгт тгт Л
1 £[Vk-H (i)
2 t vß W
N i=i
где т - время усреднения; N - общее количество пар отсчетов; V -среднее и текущее значения несущей частоты; у - ширина реперной линии; / - отношение сигнал / шум.
В достижении предельной точности и воспроизводимости частоты неоспоримыми преимуществами обладают квантовые и оптические стандарты частоты, использующие реперные линии глубоко охлажденных атомов/ионов, захваченных в ловушках или совершающих движение в геометрии фонтана [4]. Собственная неопределенность частоты современных ОСЧ на одиночных холодных ионах Н£+ и А1+, дополненных фемтосекундными делителями частоты (часто
эти устройства называют «оптическими часами») снижена в настоя_17
щее время до значения 10"' [5]. Недостатком ОСЧ, основанных на одиночных частицах, является малое значение отношения сигнал / шум и необходимость длительного усреднения сигнала. В значительной степени эта проблема решена в ОСЧ, базирующихся на холодных
атомах, захваченных в световые ловушки. Так, в ОСЧ, основанных на атомах Бг и УЬ, число атомов, дающих вклад в сигнал реперной спектральной линии, достигает 105-106 [6]. Все указанные типы стандартов, обеспечивающие высокую точность и воспроизводимость частоты, представляют собой сложные стационарные установки.
На практике, кроме эталонов данного типа, требуются компактные, относительно недорогие хранители частоты, уступающие указанным выше ОСЧ по точности и воспроизводимости, но имеющие необходимую стабильность частоты при времени усреднения 1.. ,105 с (в зависимости от применений) и периодически калибруемые по эталонам. Наиболее стабильными и широко используемыми на практике хранителями частоты в настоящее время являютя Н-мазеры (частота излучения = 1,4 ГГц). Лучшие по стабильности частоты активные Н-мазеры при суточном усреднении имеют долговременную стабильность частоты 1-10-1Э [7, 8]. К недостаткам можно отнести наличие дрейфа при времени усреднения т > 105 с, высокие требования на условия эксплуатации, недостаточно высокая кратковременная стабильность частоты (10-13 при т = 1 с), значительные массогабаритные параметры (75.200 кг), высокая стоимость.
Цель работы - оценка возможности применения разрабатываемого ОСЧ на основе газовой ячейки низкого давления для реализации хранителя частоты, не уступающего по долговременной стабильности активным Н-мазерам, но обладающего на 2 порядка более высокой кратковременной стабильностью частоты, компактностью, и допускающего использование на борту космических аппаратов.
Принцип действия ОСЧ на газовых ячейках. ОСЧ с газовыми ячейками низкого давления, основанные на методах нелинейной лазерной спектроскопии насыщения, появились в конце 1960-х годов [9]. К настоящему времени они достаточно хорошо изучены и составляют класс вторичных ОСЧ с характерной стабильностью частоты в диапазоне 10-10-10-14. Узкие реперные резонансы с однородной шириной у регистрируются в интенсивности, частоте или фазе лазерного излучения при взаимодействии встречных лазерных волн с доплеров-ски уширенными линиями поглощения в газах низкого давления. Относительная ширина резонансов, определяемая соударениями, временем пролета через луч, насыщением составляет для компактных систем у/а = 10-9-10-10. Если в начале исследований выбор поглощающих переходов был ограниченным отсутствием малошумящих перестраиваемых лазеров, в настоящее время это ограничение в значительной степени снято и при необходимости можно получить узкие резонансы насыщенных поглощения (НП) и дисперсии (НД) практически во всем видимом и ИК-диапазонах спектра. Для метрологических применений среди различных пар лазер - поглотитель наиболее
разработанными являются вторичные ОСЧ, основанные на линиях следующих газов: 12, СН4, С2Н2, 8Б6, 0б04, ЯЬ с использованием газовых, твердотельных и полупроводниковых лазеров. Наиболее высокую стабильность частоты (выше 10-14) в сочетании с небольшими габаритами имеют две системы: Кё:УЛО/12 и Не-№/СН4.
Мй:УАО/12 ОСЧ. В Кё:УЛО/12 ОСЧ используется вторая гармоника основного излучения КёУЛО лазера (1064 нм) и резонансы молекулярного йода в диапазоне длин волн X = 532 нм. Результаты измерения девиации Аллана для ряда современных Кё:УЛОД2 ОСЧ с внешней ячейкой приведены на рис. 1. Наилучшие результататы по долговременной стабильности получены в работе [10], где девиация
Рис. 1. Закономерности изменения девиации Аллана современных Nd:YAG/I2 ОСЧ: HUB [13] (Университет им. Гумбольдта, Берлин), Zang [10], ИЛФ [14] (Институт лазерной физики СО РАН)
Аллана достигает фликкерного предела оу = 4-10-15 при времени т ~ ~ 100 с, а дрейф частоты начинается с времени усреднения более 6000 с. Характерные длины ячеек I2 составляют около 1 м, и для выделения резонансов НП используется наиболее чувствительный частотно-модуляционный метод внутридоплеровской спектроскопии, основанный на применении многопроходной ячейки либо помещении ячейки в резонатор Фабри - Перо, который позволяет увеличить эффективную длину взаимодействия излучения с молекулами I2 и повысить сигнал узких спектральных резонансов в 2F/n раз, где F -фактор резкости резонатора Фабри - Перо. Этот метод, впервые предложеный в работе [11], дает возможность достигать квантового
предела чувствительности регистрации узких внутридоплеровских спектральных резонансов, определяемого дробовым шумом излучения, и регистрировать поглощения с эквивалентным уровнем шума 1 п-12 1 п-13 -1т- -1/2
10 .10 см Гц .
Большинство реализованных таким методом Кё:УЛО/12 ОСЧ представляют собой достаточно громоздкие лабораторные установки, но благодаря развитию технологий становятся возможными исследования, целью которых является создание компактных Кё:УЛО/12 ОСЧ. Предполагается их применение в качестве сверхстабильного задающего генератора и вторичного репера частоты, в том числе на борту космических аппаратов [12, 13]. Характерная ширина резонан-сов 12 у ~ 500 кГц (в относительных единицах у/а ~ 10-9), а отношение сигнал/шум ^ ~ 10-5 (т = 1 с), при этом девиация Аллана о (2, т) = = 1 • 10-14 - 1 • 10-13 (т ~ 1 с). Как показывают исследования [12], переход к компактной Кё:УЛО/12 системе и стабилизация внешних условий обеспечит долговременную стабильность частоты о = 1 • 10-15 при т = = 104 - 105 с.
He-Ne/CH4 ОСЧ. В Не-Ке/СН4 ОСЧ в качестве реперной линии используется ^2(2)-линия колебательно-вращательного перехода Р(7) полосы поглощения метана, положение которой совпадает с линией усиления Не-Ке-лазера с длиной волны излучения X = 3,39 мкм. Большое время жизни и высокий коэффициент поглощения на колебательно-вращательном переходе молекул в основном состоянии позволили получить резонансы НП и НД с относительной шириной
9 12
10 -10 " [15-17]. Плодотворным направлением развития компактных транспортируемых Не-Ке/СН4 ОСЧ стали разработанные в ФИАН и МИФИ методы спектроскопии насыщения, основанные на свойствах двухмодового режима генерации газового лазера с внутренней поглощающей ячейкой [18, 19].
Проведенные измерения стабильности и сдвигов частоты двух-
модовых Не-Ке/СН4-лазеров, стабилизированных по -линии метана в условиях неразрешенной магнитной сверхтонкой структуры (МСТС) (относительная ширина резонансов ~10-9) показали, что ре-зонансы НП и НД, получаемые в двухмодовом режиме позволяют на 1-2 порядка повысить стабильность частоты излучения при малых габаритах экспериментальной установки. На этой основе были созданы малогабаритные двухмодовые опорные лазеры, со стабильностью частоты порядка 1-10-14 (т = 1с) (рис. 2). Характерная особенность поведения опорного метанового ОСЧ - высокая кратковременная стабильность (в 30 раз выше, чем у Н-мазера при т = 1 с), и деградация стабильности при времени усреднения более 10 с.
Рис. 2. Закономерности изменения девиации Аллана сигнала биений транспортируемого опорного Не-№/СН4-лазера (инвар) и стационарного опорного лазера(инвар)
Дрейфы частоты в диапазоне времени 10 < т < 103 с связаны в основном с нестабильностью параметров резонатора, испытывающих периодические колебания вследствие изменения окружающей температуры и приводящие к флуктуациям интенсивности лазера. Это в свою очередь влияет на наклон пьедестала под резонансом и искажает форму резонанса. При значении т > 103 с в долговременную стабильность и повторяемость частоты Не-Ые/СН4 ОСЧ вносит вклад
МСТС -линии метана: боковые компоненты МСТС по-разному
уширяются и изменяются с изменением насыщающей мощности, что приводит к нарушению асимметрии в целом и сдвигу вершины. Для снижения влияния МСТС разработаны транспортируемые Не-№/СН4 ОСЧ с телескопическими расширителями луча внутри резонатора. Это позволило снизить пролетную и ударную ширину репер-ной резонансной линии поглощения метана и получить спектральное разрешение, позволяющее различить отдельные компоненты и снизить влияние МСТС-линии. При стабилизации частоты по центральной компоненте поглощения шириной у ~ 5 кГц вследствие МСТС значительно улучшаются средняя и долговременная стабильность частоты - девиация Аллана снижена до 8-10 (т = 103 с) [20].
Принципиальной причиной, ограничивающей кратковременную стабильность Не-Ые/СН4 ОСЧ, стабилизированных по резонансам НД, являются естественные частотные флуктуации излучения, которые, согласно соотношению Шавлова - Таунса, пропорциональны добротности резонатора лазера и обратно пропорциональны интен-
сивности поля [21]. Интенсивность поля ограничена оптимальным уровнем насыщеня линии метана, и основной способ снижения естественных шумов связан с повышением добротности резонатора. Уровень естественных частотных флуктуаций для лазеров (см. рис. 2) We ~ 1 Гц2/Гц. В разработанном к настоящему времени Не-Ке/СН4 ОСЧ с улучшенной добротностью резонатора достигнут уровень естественных частотных флуктуаций We ~ 10-1 Гц2/Гц, что указывает на возможность получения кратковременной стабильности частоты на уровне 3 • 10-15 (т = 1 с).
Пути улучшения долговременной стабильности. Исследование причин ухудшения долговременной стабильности частоты малогабаритных Не-Ке/СН4 ОСЧ (т > 10 с) показали, что дрейфы частоты связанные с нестабильностью положения вершины реперного резонанса, определяются прежде всего флуктуациями во времени параметров резонатора, а при большом значении времени усреднения - параметров активной среды [15, 16, 22-27]. Возникающие вследствие этого изменения интенсивности излучения влияют на стабилизированную частоту посредством различных механизмов (МСТС, наличие пьедестала под резонансом, несовпадение центров линий усиления и поглощения, поперечная неоднородность усиливающей среды и т. д.).
Например, в работе [27] показано, что стабильность частоты лазера при времени усреднения т ~ 10.10 с зависит в основном от изменения интерференционного характера интенсивности излучения, вызванного, если не принято тщательных мер по их устранению, слабыми паразитными отражениями (рассеянием) от элементов резонатора и детектирующей системы. Изменение расположения отражающих внутрирезонаторных поверхностей изменения температуры окружающей среды и медленных механических колебаний приводит к спектрально-селективным флуктуациям добротности резонатора, интенсивностей мод и, как следствие, к искажениям формы резонансов.
Для радикального снижения долговременных дрейфов частоты в рассматриваемой работе реализовано несколько подходов. Разработан (совместно с предприятием ООО «Лаборатория вакуумной техники», Серпухов) опорный Не-Ке/СН4 ОСЧ нового поколения, где вместо обычной инваровой конструкции резонатора используется моноблочный ситалловый резонатор. Пассивная стабильность частоты лазера улучшена примерно в 50-100 раз по сравнению с использовавшимися ранее инваровыми резонаторами.
Помимо пассивной стабилизации параметров метанового Не-Ке/СН4 ОСЧ предложена активная стабилизация характеристик ре-перного резонанса с помощью дополнительного контроля за измене-
ниями формы реперных резонансов, вызванными случайными дрейфами параметров лазера и внешних условий (температуры, давления окружающей среды и т.д.) [28]. Схема активной стабилизации параметров реперного резонанса изложена ниже.
Принцип активной стабилизация асимметрии реперных ре-зонансов. Как отмечалось ранее, несмотря на простоту схемы лазеров с поглощающими ячейками, в них существует ряд трудноразделимых физических и технических механизмов, приводящих к медленным сдвигам центра реперного резонанса. Согласно результатам исследований, влияние большинства из этих механизмов сводится к возникновению небольшой (10-2 - 10-3) резонансной добавке, другой по отношению к форме основного резонанса четности.
Так, в ударном режиме резонансы НП и НД имеют вид лоренце-вой L(x) = 1/(1 + x2) и дисперсионной D(x) = x/(1 + x2) функций, где х - отстройка частоты, х = (т - т 0)/^, (т - частота излучения, т 0 -центр реперной линии метана, у- ширина резонанса), а асимметричные добавки к функциям L(x) и D(x) имеют вид D(x) и L(x) соответственно. Или, как в случае сдвигов вследствие линейного изменения зависимости коэффицинента усиления от частоты (и сдвигов из-за влияния паразитных обратных отражений), такие добавки выражаются соответственно x(KГx + L(x)) и xD(x), где K - контрастность нелинейного резонанса.
Форму резонанса НД можно в зависимости от отстройки частоты можно представить следующим образом:
где функции Li(x) - функции зависящие от механизма, искажающего форму резонанса, и имеющие противоположную по отношению к функции D(x) четность; К( - контрастность соответствующей резонансной добавки.
При контроле за производными резонанса суммарную контрастность этих асимметричных добавок можно поддерживать постоянной.
Для стабилизации частоты лазера, как правило, используется сигнал той из гармоник резонанса, которая представляет собой нечетную функцию расстройки. Например, при стабилизации по резонансу НД используется 2-я гармоника, для малых значений х (х « 1) функция, служащая дискриминатором системы АПЧ, имеет вид
где bi - коэффициент разложения в ряд по параметру х функции ф);
F(x) = D(x) + Z Ki Li(x),
(2)
F' (x) = 2x + Z bK
(3)
точка стабилизации исходя из условия ^"(х) = 0, определяется выражением
Хстаб = - 0,5Е Ь,Кг. (4)
Основным фактором долговременной нестабильности частоты служит величина ЕЪ щ, отражающая асимметрию резонанса вблизи центра.
Чтобы эта величина была постоянной, в режиме стабилизации частоты лазера регистрируется сигнал другой гармоники, сравнивается с первоначальным значением и возникающий в процессе работы сигнал рассогласования подается на устройство управления параметрами асимметрии для ее стабилизации. Наиболее информативным для оценки асимметрии являются гармоники той же четности, что и основная (в случае резонанса НД - 4-й, 6-й, ...; в случае резонанса НП - 3-й, 5-й; 7-й, ...).
Из-за асимметрии резонанса амплитуды гармоник отличаются от нуля на всех гармониках той же четности, а их значения определяются значениями гармоник при х = хстаб, где хстаб - соответствует установившейся частоте оптического генератора в режиме стабилизации.
Например, сигнал асимметрии на 4-й гармонике резонанса НД
F "" (Хстаб) = 4! (Хстаб) + Е Цг К = Е(Дг - 12Ъг ) К, (5)
где цг - коэффициент разложения в ряд по параметру х функции
г(х).
Теперь, если один из таких коэффициентов (к0) приписать асимметрии, вносимой дополнительным отражающим устройством (асимметричная добавка хО(х)), то, стабилизируя значение к0 за счет ^'''' (хстаб), можно скомпенсировать произвольные изменения других компонент в выражении (4) и, тем самым, стабилизировать форму реперного резонанса, т. е. значительно уменьшить влияние на стабилизированную частоту целого ряда сдвигов.
На практике относительная стабильность величин Ъг, цг обеспечивается на уровне (10-3 - 10-4), поэтому изменения параметра хстаб на уровне (10-1 - 10-2) отражают дрейф коэффициентов кг во времени. Таким образом, данный сигнал является с указанной точностью индикатором асимметрии в области центра резонанса.
Таким образом, способ активной стабилизации параметров резо-нансов основан на том, что дополнительно к стабилизации частоты лазера методом обратной связи по положению центра реперного спектрального резонанса НП или НД, или одной из его производных по частоте, осуществляется стабилизация формы реперного резонан-
са по другой частоте, отличной от используемой. Для этого сигнал асимметрии резонанса непрерывно оценивается (в процессе стабилизации частоты лазера) по сигналу одной из неиспользуемых в основной петле стабилизации частоты производных (гармоник модуляции) резонанса НП или НД. Возможная схема реализации процесса стабилизации показана на рис. 3.
Рис. 3. Принципиальная схема стабилизации асимметрии резонансов НД в двухмодовом метановом ОСЧ
Схема работает следующим образом. Излучение двухмодового лазера 1, одно из зеркал которого укреплено на пьезоэлементе 2, проходит через расщепитель луча 3, поляризатор 4 и падает на фотодетектор 5. Сигнал после фотодетектора поступает на анализатор сигналов гармоник 6 для регистрации гармоник резонанса НП и на частотный детектор 7 и далее также на анализатор сигналов гармоник для регистрации гармоник резонанса НД. Сигнал модуляции длины резонатора лазера на частоте/т подается от генератора модуляции 8 с выхода 8а через сумматор сигналов 9 на пьезоэлемент 2; опорный сигнал с другого выхода 8б генератора модуляции поступает на анализатор гармоник. Сигнал 2-й гармоники резонанса НД (или 3-й гармоники резонанса НП) с выхода 6а анализатора гармоник поступает через сумматор сигналов 9 на пьезоэлемент, замыкает основную петлю обратной связи и стабилизирует частоту лазера по центру резонанса НД или НП.
Сигнал для стабилизации асимметрии формы реперного резонанса со второго выхода 6б анализатора гармоник поступает на управляемое отражающее устройство 10. Это устройство совместно с зеркалом-расщепителем возвращает часть интенсивности (~ 0,1 %) лазер-
ного излучения обратно в резонатор, воздействуя на режим генерации лазера, причем амплитуда и фаза возвращаемого лазерного поля подобраны таким образом, чтобы это воздействие стабилизировало асимметрию формы реперного резонанса.
Реализация пассивной и активной стабилизации параметров резонатора и резонансов позволит, по мнению авторов статьи, достигнуть уровня предельной стабильности Не-Ые/СН ОСЧ (рис. 4, СН4-2).
Рис. 4. Предельные возможности Не-№/СН4 ОСЧ и стабильность частоты ряда стандартов частоты:
СН4-1 - достигнутая ранее стабильность частоты Не-№/СН4 ОСЧ, содержащих опорный лазер и лазер с телескопом; СН4 -2 - планируемая стабильность частоты Не-№/СН4 ОСЧ нового поколения; СБ-фонтан - первичный репер на холодных атомах в геометрии фонтана [29]; ОСЧ ВР - лазеры, стабилизированцные по высокодобротным резонаторам (ВР) Фабри - Перо, с корпусом из материала с КТР ~10-9 К-1 [30]; КРИО - криогенный СВЧ-генератор, стабилизированный по модам сапфирового резонатора, охлажденного до Т = 6 К [ 31]
Возможности значительного (на 1,5-2,0 порядка) улучшения долговременной стабильности Не-№/СН4 ОСЧ подтверждаются результатами экспериментальной работы [32]. В ходе эксперимента выполнены тщательные многочасовые измерения стабильности и повторяемости частоты двух Не-№/СН4 ОСЧ, стабилизированных по одиночной Е-линии метана, свободной от влияния МСТС. Установка представляла собой сложный стационарный комплекс в традиционном исполнении, т.е. с невысокой пассивной стабильностью (инваровая конструкция резонатора, навесные газоразрядная трубка и метановая ячейка длиной ~1 м каждая). Применялась ручная методика устранения асимметрии
■ Н-мазер • Cs-фонтан
1(Г 1СГ1 10° 101 1 сг 10э ю" ю5 Время усреднения, с
резонанса из-за несовпадения центров линий метана и неона, при этом время определения асимметрии линии составляло 30.50 мин. Результаты исследований сведены в табл. 1.
Таблица 1
Параметр Резонансы НП в одно-модовом ОСЧ, Е- линия [32] Резонансы НД в двухмодовом ОСЧ, Е- линия (планируемые результаты)
Ширина резонансов НП 15-45 кГц у = 100 кГц
Отношение сигнал/шум 1 ~ 104 Гц-2 1 ~ 3 -105 Гц2
Девиация Аллана:
т = 1 с 110-15 310-15
т = 102 с 110-14, т = 102 с 1 • 10-15
т = 103 с 110-15, т = 103 с фликкер-порог не был достигнут 3-10-16
Повторяемость (воспроизводимость) частоты (0,7-1,3) • 10-15 -
(СКО) при тнабл = 15 мин
Сдвиги частоты от интен- 110-15 (3-5) •Ю-16
сивности поля, давления
метана (при изменении на
10 %)
Время определения 30.50, 1.3,
асимметрии линии, мин вручную автоматически
Достигнутый в работе [32] уровень повторяемости и воспроизводимости частоты (— 1 • 1015) подтверждает высокий потенциал Не-№/СН4 ОСЧ. В последней колонке табл. 1 приведены некоторые параметры, планируемые в исследованиях с резонансами НД. Такие факторы, как значительное преимущество по параметру сигнал/шум, жесткость и компактность конструкции, автоматический контроль асимметрии, позволяют надеяться на повышение долговременной стабильности частоты для резонансов НД в двухмодовом Не-Ые/СН4 примерно в 3-5 раз по сравнению с [32], несмотря на более сложную форму линии из-за МСТС.
Еще одно подтверждение, доказывающее возможность получения значения ау — Ы0-15 на длительных интервалах усреднения -приведенные ранее результаты экспериментальных работ по Кё:УЛО/12 ОСЧ. В табл. 2 приведены сравнительные данные по Ш:УЛО/12 ОСЧ и Не-№/СН4 ОСЧ нового поколения.
Таблица 2
Длина ячейки, см 10 10-15
Ширина реперной линии, кГц: д ~ 109 ~ 500,
д ~ 109 - 1010 - ~ 30-5
Чувствительность регистрации Дробовой Спонтанные шумы
шум излуче- излучения
ния
Девиация Аллана (т = 1 с) 1 • 10-14 (1-3)10-15
Объем оптического блока (оцен- ~ 0,1 м3 ~ 0,05 м3
ка), м2
Благодаря более высокой чувствительности регистрации ре-перных резонансов и лучшей кратковременной стабильности частоты метановый ОСЧ потенциально может на порядок превысить результаты, планируемые для компактного («бортового») йодного ОСЧ: а ~ Ы0-15 (т = 102...105 с).
Таким образом, рассмотренные пути улучшения кратковременной стабильности и снижения долговременных дрейфов частоты в компактных образцах He-Ne/CH4 ОСЧ представляются обоснованными с физической и технологической точек зрения. Дополнительно возможность их достижения подтверждается также результатами исследований аналогичных систем.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 09-02-00864) программ РАН: «Фундаментальная оптическая спектроскопия и ее приложения», «Экстремальные поля и их приложения».
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Hall J.L. Nobel lecture: Defining and measuring optical frequencies / J. Rev. Mod. Phys. 2006. Vol. 78. № 4. Р. 1279-1295; Hansch T.W. Nobel lecture: Passion for precision // Rev. Mod. Phys. 2006. Vol. 78. № 4. Р. 1297-1309 // УФН. 2005. Т. 176, № 12. С. 1354-1380.
2. Крюков П. Г. Фемтосекундные импульсы. М.: ФИЗМАТЛИТ, 2008. С. 205.
3. Stenger J., Schnatz H., Tamm Ch., Telle H.R. Ultra-precise measurement of optical frequency ratios // J. Phys.Rev.Lett. 88:071601-1-4. 2001.
4. Риле Ф. Стандарты частоты. Принципы и приложения: Пер с англ. М.: ФИЗМАТЛИТ, 2009.
5. Chou C.W. еt al. Frequency Comparison of Two High-Accuracy Al+Optical Clocks // J. Phys. Rev. 2010. Vol. 104. P. 070802.
6. Lodewyck J. еt al. Trapping induced frequency shifts by comparison of two Sr optical lattice clocks at the 10-17 level. In Proceedings 2011 Joint Conference of the IEEE International Frequency Control Symposium & European Frequency and Time Forum, MAY 1-5, 2011, San Francisco, California, USA.
7. http://www.vremya-ch.com
8. http://www.kvarz.com/general/1-75.html
9. Летохов В.С., Чеботаев В.П., Нелинейная лазерная спектроскопия сверхвысокого разрешения. М.: Наука, 1990.
10. Zang E.J. еt al. Realisation of four-pass I2 absorption cell in 532-nm optical frequency standard // J. IEEE Transactions on Instrumentation and Measuerment, 56, 673-676 (2007).
11. Ye J., Ma L.-S., Hall J.L. Molecular iodine clock. PRL 87, 270801-1-4 (2001).
12. Acef O. еt al. Nd:YAG laser frequency stabilized for space applications. International Conference on Space Optics 4 - 8. October 2010, Rhodes, Greece.
13. Evgeny V. еt al. Towards a New Generation of Ultra-Stable Molecular Optical Frequency Standards. In Proceedings of the IQEC/CLEO Pacific Rim 2011 // 28 August - 1 September 2011, Sydney, Australia. P. 2100.
14. Goncharov A. et al. // J. Appl. Phys. 2004. B78, 725-731, 2004.
15. Hall J.L. Frequency-Stabilized Lasers: from the Beginning toward the Future // J. Laser Physics. 1994. Vol. 4, No. 2. P. 306 - 318.
16. Bagayev S.N., Chebotayev V.P., Titov E.A. Saturated Absorption Lineshape under the Transit-Time Conditions // Laser Physics. 1994. Vol. 4, No. 2. P. 224 - 292.
17. Alekseev V.A. et al. Methane frequency standard (Я = 3,39 |im) with the bandwidth of the reference line of 800Hz // Laser Physics. 1994. Vol. 4. P. 356.
18. Двухмодовые газовые лазеры и их применение в спектроскопии и оптических стандартах частоты (обзор) / Н.Г. Басов, М.А. Губин, В.В. Никитин, Е.Д. Проценко // Квантовая электроника. 1984. № 11. С. 1084.
19. Губин М. А., Проценко Е. Д. Лазерные стандарты частоты на основе линий насыщенной дисперсии метана (обзор) // Квантовая электроника. 1997. Т. 24, № 12. С. 1080.
20. Gubin M.A. et al. Present performance of the transportable double-mode He-Ne/CH4 frequency standards // Proceedings of the 13 th European Frequency and Time Forum, Besancon, France. April 13-16. 1999. Р. 710.
21. Yariv A. Optical Electronics in Modern Communications, Oxford University press. New York, Oxford, fifth edition, 1997.
22. Alekseev V.A., Gubin M.A., Protsenko E.D. High Precision Optical frequency standards // J. Laser Physics. 1993. Vol. 1, #3, 221.
23. Титов А. Н., Малышев Ю. М., Расторгуев Ю. Г. Сдвиги частоты из-за линейного и квадратичного эффекта Допплера в лазерах с насыщенным поглощением. Исследования в области измерений времени и частоты. -М.: Изд. ВНИИФТРИ, 1987. С. 40.
24. Никульчин А. В., Ковальчук Е. В. Резонансное влияние характеристик активной среды на форму частотных резонансов в двухмодовом He-№/ОД4-лазере // Квантовая электроника. 1989. Т. 16, № 9. С. 1799.
25. Качалова Н. М., Романенко В. И., Яценко Л. П. Влияние эффектов пространственной неоднородности на асимметрию и сдвиги частотных ре-зонансов в двухмодовых лазерах // Квантовая электроника. 1990. Т. 17, № 4. С. 428.
26. Алексеев В. А., Крылова Д. Д. Влияние неоднородности коэффициента усиления на сдвиг частоты лазерного стандарта // Квантовая электроника. 1990. Т. 17, №7. С. 869.
27. Влияние обратных отражений на частоту метанового стандарта частоты / Крылова Д.Д., Шелковников А.С., Петрухин Е.А., Губин М.А // Квантовая электроника. 2004. Т. 34, С. 554.
28. Способ стабилизации частоты лазера и устройство для его осуществления: Пат. 2318278. Россия, МПК, H01S 3/13. М.А. Губин, Д. Д. Крылова, А.С. Шелковников, Д.А. Тюриков; Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН. №2006133177/28; Заявл. 18.09.06; Опубл. 27.02.08. Бюл. № 6.
29. Clairon A. et al. @Preliminary evaluation of a cesiam fountain frequency standard. In J.C Bergquist Proceedings of the Fifth Symposium on Frequency Standards and Metrology. P. 49-59. Singapore. 1996. World Scientific.
30. Alnis J.A. et al. Subhertz linewidth diode lasers by stabilization to vibrational-ly and thermally compensated ultralow-expansion glass Fabry-Perot cavities // J. Physical Review. 2008. A 77. 053809.
31. Mann A.G. Ultrastable crogenic microwave oscillators, In. A.N. Luiten, editor, Frequency Measuerment and Control. Springer, Berlin, Heidelberg, New York, 2001. Vol. 19 of Topics in Applied Physics. P. 37-66.
32. Расторгуев Ю. Г., Титов А. Н. Повышение стабильности и воспроизводимости частоты He-Ne стандартов на ^-компоненте метана // Квантовая электроника. 1991. № 18. С. 383.
Статья поступила в редакцию 24.11.2011
