Mx magnetometer

Mx- magnetometer är den vanligaste typen av optisk kvantmagnetometer som arbetar på alkalimetallångor ( cesium , rubidium , kalium ) .

Hur det fungerar

Vid rumstemperatur är atomernas termiska energi mycket större än skillnaden i grundtillståndets energier - därför, enligt Boltzmann- fördelningen, är populationerna på alla nivåer desamma, se schemat för atomer av rubidium Rb87. När atomer interagerar med ett optiskt fält av cirkulär polarisation i en atomgas skapas en icke-jämviktsfördelning av populationen av atomer över Zeeman-undernivåerna i grundtillstånden. Som ett resultat är atomgasen polariserad och den har ett magnetiskt moment . $kT$ $\Delta E$ $(kT\ll \Delta E)$ ${\displaystyle \sigma ^{+))$ $\mu$

Det är känt att det magnetiska momentet placerat i ett konstant magnetfält börjar precessera med en frekvens . Detta beteende beskrivs av Blochs ekvationer . ${\displaystyle B_{o))$ $\omega _{L}=\gamma B_{o}$ $\mu$

I Mx-magnetometern utbreder sig laserstrålen i en vinkel på 45 grader i förhållande till det uppmätta magnetfältets riktning . Förutom fältet appliceras även ett litet oscillerande fält vinkelrätt mot det . Detta fält ålägger en fas av atomer (spin) som precesserar runt fältet Bo vid frekvensen av det magnetiska momentet. Projektionen av det magnetiska momentet på utbredningsriktningen för ljus från den förutgående polariseringen kommer att förbli konstant tills fältet slås på . Inkluderandet av detta fält kommer att leda till en förändring i populationen mellan Zeeman-subnivåerna och som ett resultat kommer detta fält att orsaka absorptionsmodulering av projektionen av det magnetiska momentet , som registreras av fotodetektorn, sedan förstärks, signalen fasen korrigeras av fasskiftaren och matas till radiofrekvensspolen. Detta skapar en positiv feedbackloop. Efter att ha plockat upp signalens fas uppnår de fältgenerering vid frekvensen av Larmor-precessionen . Denna frekvens mäts med hjälp av en frekvensmätare och värdet på magnetfältet bestäms utifrån dess värde. ${\displaystyle B_{o))$ ${\displaystyle B_{o))$ $B_{RF}(t)$ $B_{RF}(t)$ $\omega _{L}$ $B_{RF}(t)$ $B_1$ $\omega _{L}$

Magnetometerkänslighet

$\delta B$ Magnetometerns känslighet bestäms av relationen _ _ _ _ _ _ _ $\delta B={\frac {\kappa }{\gamma }}{\frac {N\Gamma }{S)),$ $\Gamma$ $S$ $\gamma$ $N$ $\tau$ $\kappa$

$\delta B^{short}=\kappa {\frac {\Gamma }{\gamma }}{\frac {\rho }{S}}{\frac {1}{\sqrt {2\pi \ tau }}}$

$\rho$ är skottbrusetätheten , I fallet med övervägande kvantbrus i detektorns fotoström ser det ut så här:

$\delta B^{quant}={\frac {1}{\gamma }}{\frac {1}{\sqrt {N_{a}{T_{2}}\tau }}}$

$T_{2}$ är den tvärgående relaxationstiden för atompolarisationen

Laserns resonansljus (ljuskälla) pumpar atomerna till nivåerna av grundtillståndet . Den linjära polariseringen av laserljus omvandlas till cirkulär polarisering med hjälp av en fasplatta . På grund av detta ackumuleras icke-jämviktsbefolkningen i Zeeman-subnivåerna på nivåer med en stor fartprojektion . Ljusutbredningsvektorn och riktningen för det uppmätta magnetfältet roteras i förhållande till varandra med en vinkel på 45 grader (blå pil). Ett radiofrekvent fält slås på vinkelrätt mot fältet . Transmissionen av ljus som passerar genom cellen moduleras av detta fält och registreras av en fotodiod . $5S_{1/2},F=2$ $\lambda/4$ ${\displaystyle \sigma ^{+))$ $m_{F}$ ${\displaystyle B_{o))$ ${\displaystyle B_{o))$ $B_{RF}(t)$

Moduleringen av ljus av fältet sker på grund av två processer: på grund av en förändring i absorptionen på grund av överföringen av populationen från en Zeeman-subnivå till en annan, och på grund av modulering av sannolikheten för interaktion av ljus med en atom på grund av skapandet av kvantkoherens dem emellan. $B_{RF}(t)$

Resonansbredden bestäms av olika avslappningsprocesser [2] :

kollisioner med cellväggar, med molekyler av buffertgaser och atom-atomkollisioner
fältbreddning orsakad av både optiska och radiofrekvensfält;
den ändliga tiden för interaktion med det optiska fältet, bestäms av atomernas passage genom det optiska fältets tvärsnitt

Anteckningar

↑ S. Groeger, G. Bison, J.-L. Schenker, R. Wynands och A. Weis, Eur. Phys. J. D 38, 239-247 (2006), DOI: 10.1140/epjd/e2006-00037-y
↑ A. K. Vershovsky, Nya kvantradiooptiska system och metoder för att mäta svaga magnetfält, avhandling för doktorsexamen i fysikaliska och matematiska vetenskaper, Institutet. A. F. Ioffe, St. Petersburg, 2007

Litteratur

Georg Bison, Development of an optical cardio-magnetometer kapitel 2. Optimization and performance of an optical cardiomagnetometer, der Mathematisch-Naturwissenschaftlichen FakultÄat der UniversitÄat Freiburg in der Schweiz, Nummer der Dissertation: 1450 UniversitÄatsdruckerei Freiburg, 2004
D. Budker, W. Gavlik, DF Kimball, SM Rochester, VV Yashuchuk och A. Weis, Resonant nonlinar magneto-optical effects in atoms, Review of Modern Physics, V. 74 1153–1201 (2002)
Dmitry Budker och Michael Romalis, Optisk magnetometri, Naturfysik, v.3 227–234 (2007)
S. Groeger, G. Bison, J.-L. Schenker. R. Wynands och A. Weis, En högkänslig laserpumpad Mx-magnetometer, Eur. Phys. J.D, v. 38, 239-247 (2006)
optisk magnetometri. redaktörer: Dmitry Budker, Derek F. Jackson Kimball,

Cambridge University Press, PUBLICERAD: april 2013, ISBN 9781107010352