RU2438140C1

RU2438140C1 - Способ квантово-интерференционного определения направления магнитного поля

Info

Publication number: RU2438140C1
Application number: RU2010139957/28A
Authority: RU
Inventors: Владимир Леонидович Величанский (RU); Владимир Леонидович Величанский; Александр Сергеевич Зибров (RU); Александр Сергеевич Зибров; Сергей Александрович Зибров (RU); Сергей Александрович Зибров; Алексей Владимирович Тайченачев (RU); Алексей Владимирович Тайченачев; Валерий Иванович Юдин (RU); Валерий Иванович Юдин
Original assignee: Общество С Ограниченной Ответственностью "Новые Энергетические Технологии"
Priority date: 2010-09-29
Filing date: 2010-09-29
Publication date: 2011-12-27

Abstract

Изобретение относится к области магнитометрии. В способе используют зависимость пропускания (поглощения) линейно поляризованного бихроматического излучения с разностью частот его компонент, настроенных на резонанс когерентного пленения населенностей определенных зеемановских и сверхтонких подуровней основного состояния атомов ⁸⁷Rb, от взаимной ориентации магнитного поля и вектора электрического поля указанного излучения. Направление магнитного поля определяют по результатам двух измерений амплитуд резонансов, соответствующих двум разным направлениям волнового вектора излучения. Техническим результатом является повышение точности определения направления магнитного поля. 3 ил.

Description

Изобретение относится к области магнитометрии и может быть использовано при создании и эксплуатации приборов, предназначенных для определения направления вектора индукции магнитного поля, и их применения в геологоразведке, археологии, медицине, при поиске мин и снарядов, а также в научных лабораториях и других областях деятельности.

Уровень техники

Известен способ измерения магнитного поля, основанный на применении эффекта Холла [1]. Недостатком указанного способа является недостаточно высокие чувствительность и точность измерения величины и направления индукции магнитного поля, в особенности при малых значениях измеряемой величины, и необходимость либо механической ориентации применяемых датчиков, либо применения нескольких датчиков для определения направления магнитного поля.

Значительно более высокую точность измерения скалярных величин магнитного поля обеспечивает способ квантовой атомной магнитометрии, основанный на использовании эффекта светоиндуцированной прозрачности и тесно связанного с ним эффекта когерентного пленения населенностей (КПН), вызываемого электромагнитным воздействием на атомы щелочных металлов [2]. Для определения также и направления магнитного поля указанный способ дополняется небольшой, по сравнению с измеряемой величиной, модуляцией составляющих напряженности магнитного поля вдоль каждой из трех осей [3]. Указанный дополненный способ выбран в качестве прототипа данного изобретения.

Недостатком данного способа-прототипа, основанного на использовании эффекта КПН, вызываемого электромагнитным воздействием на атомы щелочных металлов, является недостаточно высокая точность при определении направления магнитного поля, т.к. результат в значительной мере зависит от применяемых математических моделей, используемых при обработке данных измерений.

Раскрытие изобретения

Целью данного изобретения является устранение указанного недостатка и повышение точности определения направления магнитного поля.

Поставленная цель достигается за счет того, что в известном способе, включающем помещение ансамбля атомов щелочного металла в газовой фазе в область измеряемого магнитного поля, направление на указанный ансамбль поляризованного электромагнитного бихроматического излучения оптического диапазона, резонансного перехода между энергетическими уровнями указанных атомов, варьирование во времени разности частот компонент указанного излучения, регистрацию резонансов когерентного пленения населенностей, определение по частотным интервалам между указанными интервалами величины магнитного поля, нахождение направления измеряемого магнитного поля по изменению указанных частотных интервалов при включении дополнительных искусственно создаваемых магнитных полей определенной ориентации, в качестве указанного щелочного металла применяют изотоп ⁸⁷Rb, а в качестве общего верхнего уровня оптических переходов используют сверхтонкий подуровень с квантовым числом полного момента атома F=1 состояния 5P_1/2. На ансамбль атомов ⁸⁷Rb направляют линейно поляризованное бихроматическое излучение с коррелированными флуктуациями фазы его двух компонент и разностью их частот, равной интервалу между Зеемановскими подуровнями сверхтонких уровней основного состояния F₁=1, m=-1 и F₁=2, m=1, а также F₁=1, m=1 и F₁=2, m-1, соответствующему высококонтрастному резонансу пропускания, обусловленному созданием непоглощающей суперпозиции указанных состояний ⁸⁷Rb. Амплитуда пропускания указанного резонанса зависит от угла между направлением псевдовектора В измеряемого магнитного поля и направлением вектора поляризации оптического поля и мало чувствительна к его абсолютной величине. При вращении вектора поляризации указанного излучения находят его направление, при котором амплитуда указанного резонанса пропускания указанного ансамбля атомов достигает максимума при некотором начальном направлении его волнового вектора k₁ и фиксируют данные о положении в пространстве плоскости, перпендикулярной единичному вектору поляризации е и параллельному ему векторному произведению k₁×B. Таким образом находят ориентацию плоскости (k₁B). Затем изменяют направление волнового вектора бихроматического излучения на некоторый угол и, повторив описанную выше процедуру, находят ориентацию плоскости (k₂,В), где k₂ - измененный волновой вектор. В результате находят с точностью до знака направление псевдовектора В как линию пересечения плоскостей (k_ьВ) и (k₂,В).

Описание предлагаемого способа

На фиг.1 представлена схема уровней, соответствующая переходам D₁ - линии ⁸⁷Rb, причем расстояния между уровнями даны не в масштабе. Амплитуды резонансов когерентного пленения населенностей, отвечающих конфигурациям компонент бихроматического поля Λ₁ и Λ₂, чувствительны к направлению магнитного поля, а частоты резонансов, отвечающих конфигурациям Λ₃ и Λ₄, чувствительны к величине индукции магнитного поля. На фиг.2 показаны зависимости пропускания ячейки с атомами ⁸⁷Rb бихроматического изучения от разности частот между двумя его компонентами в области КПН резонанса в случаях, когда вектор поляризации е параллелен вектору n=[k₁×B] (сплошная линия) и перпендикулярен ему (штриховая линия).

На фиг.3 представлено взаимное расположение волнового вектора k, псевдовектора В и их векторного произведения n=[k₁×B] и изменяемого по углу φ направления вектора е.

В соответствии с предлагаемым изобретением нахождение направления псевдовектора магнитного поля В осуществляется следующим образом.

В область пространства с магнитным полем, направление которого требуется измерить, помещают некоторое количество атомов изотопа ⁸⁷Rb. Для увеличения времени жизни ключевых для предложенного способа атомных состояний в ячейку, содержащую указанный ансамбль атомов, добавляют некоторое количество буферного газа, например неона, что уменьшает частоту столкновений атомов ⁸⁷Rb со стенками указанной ячейки.

Для предлагаемого способа определения направления магнитного поля первостепенное значение имеет способ создания чистых квантовых состояний. Как указано в [4] именно D₁ - линия ⁸⁷Rb имеет структуру уровней (см. фиг.1), обеспечивающую уникальную возможность для создания чистых непоглощающих (т.н. темных) квантовых состояний, используя бихроматическое линейно поляризованное излучение оптического диапазона, где резонансное взаимодействие происходит через верхний энергетический уровень F_e=1, m=0. Ансамбли атомов, находящихся в чистых (темных) квантовых состояниях, дают максимальную амплитуду резонанса когерентного пленения населенностей. Чистое темное состояние реализуется только в условиях, когда поляризация оптического бихроматического поля перпендикулярна магнитному полю, что и используется в предлагаемом способе.

Как показано на фиг.1а), имеется пара чистых (темных) квантовых состояний, соответствующих схемам Λ₁ и Λ₂, включающая следующие двухфотонные резонансы: |F₁=1, m=-1><->F₂=2, m=+1> и |F₁=1, m=-1><->F₂=2, m=+1>, для которых разница в энергии определяет разницу частот Δ_hfs, равную приблизительно 6,8 ГГц. При указанной разнице в энергии компонент указанного двухфотонного излучения и формируется указанный на фиг.2 центральный резонанс в пропускании указанного излучения указанным ансамблем атомов ⁸⁷Rb. Как показано в [4], именно наличие в указанных Λ₁ и Λ₂ схемах указанных чистых (темных) квантовых состояний в случае, когда вектор е перпендикулярен В, ведет к высокому контрасту указанного центрального резонанса. На фиг.3 показана взаимная ориентация вектора магнитного поля В, волнового вектора k, их векторного произведения n и варьируемого по углу φ направления вектора е.

Суть измерений направления магнитного поля в соответствии с предлагаемым способом сводится к следующему. В начале при некотором выбранном направлении волнового вектора k=k₁, вращая вектор поляризации е вокруг волнового вектора k, измеряют зависимость амплитуды центрального резонанса (см. фиг.2) от угла φ. Максимум указанной амплитуды соответствует условию, когда вектор е параллелен вектору n=k₁×B, что дает уравнение плоскости, в которой находятся векторы k₁ и В. Повторив описанную процедуру при другой ориентации волнового вектора k=k₂, например при k₂, перпендикулярном k₁, получают уравнение плоскости, в которой лежат векторы k₂ и В. Совместное решение полученных двух уравнений указанных плоскостей и дает 3D ориентацию вектора В с точностью до знака.

Для нахождения знака включают сканирование разностной частоты двух компонент бихроматического поля и наблюдают по крайней мере два резонанса КПН, прикладывают небольшое магнитное поле приблизительно вдоль найденной линии, например, с помощью катушек Гельмгольца и определяют направление магнитного поля по характеру изменения интервала между двумя указанными резонансами. Резонансная частота по крайней мере одного из них зависит от абсолютной величины магнитного поля. При увеличении интервала между наблюдаемыми резонансами измеряемое магнитное поле направлено в ту же сторону, что и поле катушки, при увеличении интервала - направлено против. Последнее измерение определяет только знак, а точность направления определяется указанным выше способом.

В заключение описания заметим, что другая пара Λ-схем (Λ₃ и Λ₄ на фиг.1b) дает двухфотонные переходы: |F₂=2, m=-1><->F₁=1, m=-1> и |F₂=2, m=+1><->F₁=1, m=+1>, которые сильно зависят от величины индукции магнитного поля. Так, что предложенный способ при определенной модификации может быть применен также и для измерения величины индукции магнитного поля, причем такие измерения могут производиться как раздельно, так и одновременно с измерением его направления.

Пример реализации данного изобретения.

Предлагаемый способ был экспериментально проверен. Эксперимент выполнялся с применением ячейки, содержащей пары рубидия, обогащенного по изотопу ⁸⁷Rb, и буферный газ неон. Ячейка помещалась в слабое однородное магнитное поле, направление которого можно было изменять ступенчато с шагом 0,1°. Бихроматическое электромагнитное поле создавалось двумя диодными лазерами, работавшими в режиме захвата. Задающий лазер с внешней дифракционной решеткой [5] обеспечивал стабильную настройку одной из компонент поля на частоту сверхтонкого перехода F₂=2->F_e=1 D₁ линии рубидия. Его излучение захватывало ведомый лазер, ток которого модулировался на частоте, приблизительно равной Δ_hfs=6,8 ГГц, так что в излучении ведомого лазера возникала вторая требуемая компонента бихроматического поля. Излучение двух лазеров смешивалось и направлялось на указанную ячейку. Перед входом в ячейку помещалась полуволновая пластина, поворот которой обеспечивал вращение поляризации обеих компонент лазерного излучения. Измерялся коэффициент пропускания паров ⁸⁷Rb в зависимости от угла поворота указанной пластины при угле 90° между векторами k и В при пошаговом изменении направления магнитного поля на 0,1°. Было найдено в этих экспериментах, что чувствительность определения направления В составляет около 10^-3 град/Гц^1/2 для полей 0,1-5 Гц, что в несколько раз лучше, чем в известном методе. Более того, дополнительные исследования причин ограничения чувствительности показали, что главный вклад в ограничение чувствительности вносят флуктуации интенсивности применяемой лазерной системы. Это означает, что при использовании более совершенной лазерной системы предлагаемый способ может обеспечить чувствительность на уровне 10^-4 град/Гц^1/2. Таким образом, проведенная экспериментальная проверка предлагаемого способа показала его работоспособность с достижением заявленного положительного эффекта.

Источники информации

[1] С.В.Вонсовский. Магнетизм. - М.: Наука (1972), стр.518.

[2] M.Fleishhauer and M.O.Scully, Phys. Rev. A 49, 1973 (1994).

[3] A.J.Fairweather and M.J.Usher, J. Phys. E 5, 986 (1972); O.Gravrand, A.Khokhlov, J.L.Le Mouel and J.M.Leger, Earth Planet Space 53, 949 (2001); E.B.Alexandrov, M.V.Balabas, V.N.Kuliasov, A.E.Ivanov, A.S.Pazgalev, J.L.Rasson, A.K.Vershovski and N.N.Yakobson, Meas. Sci. Technol. 15, 918 (2004).

[4] S.A.Zibrov, V.L.Velichansky, A.S.Zibrov, A.V.Taichenachev and V.I.Yudin, JETP Lett. 82, 477 (2005).

[5] V.V.Vasiliev, S.A.Zibrov, V.L.Velichansky, Rev. SCI. Ins., 77, 013102 (2006).

Claims

Способ квантово-интерференционного определения направления магнитного поля, включающий помещение ансамбля атомов щелочного металла в газовой фазе в область измеряемого магнитного поля, направление на указанный ансамбль поляризованного бихроматического электромагнитного излучения оптического диапазона, резонансного перехода между энергетическими уровнями указанных атомов, приводящего к эффекту когерентного пленения населенностей, регистрацию резонансов когерентного пленения населенностей, определение по частотным интервалам между указанными резонансами величины магнитного поля, нахождение направления измеряемого магнитного поля по изменению указанных частотных интервалов при включении дополнительных искусственно создаваемых магнитных полей определенных ориентаций, отличающийся тем, что в качестве указанного щелочного металла применяют изотоп ⁸⁷Rb, а в качестве общего верхнего уровня оптических переходов используют сверхтонкий подуровень с квантовым числом полного момента атома F=1 состояния 5Р_1/2, на ансамбль указанных атомов направляют линейно поляризованное бихроматическое излучение с коррелированными фазовыми флуктуациями и с частотами, разнесенными на интервал, равный расстоянию между Зеемановскими подуровнями сверхтонких уровней основного состояния F₁=1, m=-1 и F₁=2, m=1, а также F₁=1, m=1 и F₁=2, m-1, соответствующий высококонтрастному резонансу пропускания, обусловленному созданием непоглощающих суперпозиций указанных состояний ⁸⁷Rb, и амплитудой указанного резонанса пропускания, чувствительной к углу между направлением псевдовектора В измеряемого магнитного поля и направлением вектора поляризации оптического поля, вращают поляризацию указанного бихроматического излучения и находят ее направление, при котором указанная амплитуда резонанса пропускания указанного ансамбля атомов достигает максимума при данном направлении волнового вектора k₁, фиксируют положение в пространстве плоскости, перпендикулярной единичному вектору поляризации e₁ и параллельному ему вектору k₁×B, и находят, таким образом, ориентацию плоскости (k₁, В), изменяют направление волнового вектора бихроматического излучения на k₂ и, повторив описанную выше процедуру, находят ориентацию плоскости (k₂, В) и в результате находят с точностью до знака направление псевдовектора В, как линию пересечения плоскостей (k₁, В) и (k₂, В).