IGEN ALACSONY HŐMÉRSÉKLETŰ ATOMOK MANIPULÁLÁSA RÖVID, FREKVENCIAMODULÁLT LÉZERIMPULZUSOKKAL

Szigeti János, Bakos József, Djotyán Gagik, Ignácz Péter,
Kedves Miklós, Sörlei Zsuzsa, Tóth Zoltán
MTA Részecske és Magfizikai Kutatóintézet
Plazmafizikai Főosztálya

Az utóbbi egy-két évtizedben vált az atomfizika egyik legizgalmasabb kutatási területévé semleges atomoknak extra alacsony (néhány K vagy alacsonyabb) hőmérsékletre való lehűtése lézerekkel, többek között például az úgynevezett magnetooptikai csapdában, majd ezeknek az atomoknak a további manipulálása különböző - folytonos vagy impulzusüzemben működő - lézerekkel.

A leglényegesebb előnye az ilyen csapdába fogott atomoknak az, hogy az igen alacsony termikus sebességük következtében a spektroszkópiai Doppler-kiszélesedésük igen kiesi, és a csapdán belül - a viszonylag nagy sűrűségük ellenére - egymással alig ütköznek, azaz a csapdabeli tartózkodási idejük főleg a maradékgáz atomjaival való ütközések gyakoriságától függ. Mennél jobb a vákuum, annál hosszabb ideig tartózkodnak az atomok a csapdában. Az általunk a kezdeti mérések során megvalósított 10^-6 pascal háttérnyomás mellett a csapdában lévő atomok megfigyelhető fluoreszcenciájának a lecsengési ideje, vagyis az ott-tartózkodásuk élettartama a kikapcsolás után körülbelül 0,4 s. A vákuum javításával ez az érték sok másodpercre is meghosszabbítható. Ebből a rendszerből kiindulva, megfelelő geometria kialakításával és egyéb paraméterek beállításával az atomoknak egy különleges állapotát tudjuk létrehozni. Ebben az állapotban az atomokhoz tartozó de Broglie-hullámhossz sokkal nagyobb, mint a Bohr-rádiusz, azaz az atomok mintegy átfedik egymást, anélkül, hogy egymással kölcsönhatásba kerülnének. Ezt az állapotot nevezik Bose-Einstein-kondenzációnak a két tudós tiszteletére, akik már évtizedekkel ezelőtt megjósolták a létezését.

A kutatásoknak egyaránt van elméleti és gyakorlati célja. Egyrészt a fent megjósolt jelenségnek az igazolása, illetve az így létrejött kondenzátum spektroszkópiai tulajdonságainak a vizsgálata, másrészt a nanotechnológiában, vagyis egyéb olyan kísérletekben és technikai folyamatokban való alkalmazása, ahol hosszú kölcsönhatási idő szükséges a fény, vagyis a lézersugarak és az atomfelhő, illetve atomnyaláb között.

A csapda működési elvének megértéséhez az 1. ábrán (nem méretarányosan!) megmutatjuk a Rb⁸⁵ izotóp hiperfinom nívószerkezetét. Az ábrából látszik, hogy a rubídiumnak két egymástól viszonylag távoli alapállapota és négy egymáshoz közeli gerjesztett nívója van. Ezek között három-három megengedett (F= 0, ±1) átmenet van.

Az általunk végrehajtott kísérletekben rubídium-atomok magnetooptikai csapdázását (MOT) két hangolható és az adott hullámhosszakra stabilizált félvezető lézerrel (2.a ábra), és egy úgynevezett anti-Helmholz-tekercspár által létrehozott kvadrupól mágneses térrel (2.b ábra) valósítottuk meg.

1. ábra. A Rb⁸⁵ izotóp hiperfinom nívószerkezete

A két lézer egyikének, az úgynevezett csapdázó lézernek a hullámhossza a felső alapnívó és a legfelső gerjesztett finomszerkezeti nívó közötti átmenethez képest a természetes vonalszélesség 2-3-szorosával a rezonancia alá van hangolva, és a három egymásra merőleges térkoordináta irányában 3 x 2 (páronként egymással szemben haladó), és ellentétes irányban cirkulárisan polarizált nyalábra van bontva. A nyalábok az anti-Helmholz-tekercspár inhomogén mágneses terének minimumhelyén keresztezik egymást. A csapdát létrehozó, hat keresztező lézernyaláb vonalszélessége olyan keskeny, és úgy van hangolva, hogy a két alapnívó közül csak a felsőben tartózkodó atomokkal kerülhet kölcsönhatásba, azokat tudja gerjeszteni. Ennek következtében - mivel az atomoknak mindig van egy része, amely spontán emisszióval bomlik - néhány kölcsönhatás után az alsó alapnívón gyűlnének össze az atomok, amelyik nincs rezonanciában a csapdázó lézerrel. Ezért van szükség a második, az úgynevezett visszapumpáló lézerre, amelynek a szerepe éppen az, hogy ha a csapdázó lézer hatására a felső alapnívó kiürülne és az alsó alapnívón tartózkodna az atomok nagy része, akkor ennek a lézernek a hatására az atomok visszajussanak a második alapnívóra, ahonnan újra kölcsönhatásba léphetnek a csapdázó lézerrel.

Egydimenziós esetben könnyebben megérthető a csapdázó lézer működése. Ezt szemlélteti a 3. ábra. A tekercsek által létrehozott inhomogén mágneses tér hatására a csapda közepéből kifelé irányuló sebességgel rendelkező atomok - mivel az energianívóik a Zeeman-effektus miatt eltolódtak - a középponttól mért távolságuktól, a sebességük nagyságától és irányától függően kerülnek rezonanciába a megfelelő irányban cirkulárisan poláros lézerfénnyel.

3. ábra. A magnetooptikai csapda egydimenziós működési elve

Ez azt jelenti, hogy a jobbról jövő fény az m = -1, a balról jövő fény pedig az m = +1 mágneses kvantumszámú nívót gerjeszti, és így mindig a középpont felé irányuló fékező, illetve visszahúzó erővel hat az atomokra. A pontos számítások szerint az atomokra ható visszahúzó erő arányos az atom sebességével és a mágneses tér minimumhelyétől való távolságával. Tekintettel arra, hogy az egymást keresztező lézernyalábok véges keresztmetszetűek, és a mágneses tér értéke is adott, az atomok egy adott szélességű és mélységű potenciálgödörben vannak. Az így meghatározott sebességnél gyorsabb atomok tehát átjutva a potenciálgödör peremén kiszabadulnak a csapdából, a lassúbbak azonban befogódnak a csapdába, és benne is maradnak mindaddig, amíg az működik, illetve amíg egy magasabb hőmérsékletű maradékgázatommal nem ütköznek.

A rubídium-atomok egy körülbelül 100 °C hőmérsékletű kályhából három diafragmán keresztül, körülbelül 300 m/s termikus sebességű atomsugár formájában jutnak el a csapda helyére.

4. ábra. Magnetooptikai csapda kísérleti összeállítása

Az atomsugár megvalósításához egy differenciáltan szívott, két olyan térfogatrészből álló vákuumrendszert építettünk, amelyek csak egy 5 mm átmérőjű diafragmán keresztül kapcsolódnak egymáshoz. Ezen át jut a rubídium atomnyaláb a csapdát tartalmazó térrészbe. A kályhát tartalmazó részben 10^-6, a csapdát is magában foglaló térfogatban pedig, 10^-8 torr nyomást tudtunk létrehozni. A csapda egy sík üveglapokkal határolt négyzetes hasáb belsejében van, amely a vákuumrendszer fém részeihez csatlakozik. Itt a lézernyalábok fotonjait abszorbeálva az atomok gerjesztett állapotba kerülnek, és az elnyelt energiát minden irányba kisugározzák. Ezen a folyamaton keresztül a lézernyaláb irányával azonos irányú, impulzusra tesznek szert. A vákuumrendszer és az optikai elrendezés vázlata látható a 4. ábrán.

A körülbelül 8 mm átmérőjű három lézersugárpár az AH^-, AH⁺ ellenkapcsolt (anti-Helmholz) tekercsek által létrehozott kvadrupól mágneses térnek a minimumhelyén keresztezi egymást, valamint a rubídium atomsugarat. A DL₁ csapdázó diódalézerből nyalábosztókkal előállított három, illetve hat lézersugarat a megfelelő irányokban elhelyezett tükrök segítségével tudjuk pontosan egymásra kölcsönösen merőlegesen beállítani.

A szembefutó sugarakat az R₁, R₂ és R₃ tükrök reflexiója hozza létre. A sugárpárok cirkuláris polarizációját /4-es lemezpárok biztosítják. A lemezpárok előtt a lézersugarak lineárisan polarizáltak.

A DL, lézer frekvenciáját a PM fotoelektron-sokszorozó segítségével megfigyelt és egy, a DL₁-ből kicsatolt fénynyalábnak az atomsugáron létrehozott fluoreszcenciajele alapján stabilizáltuk a 6 MHz-es természetes vonalszélesség két-háromszorosával az álló atom rezonanciafrekvenciája alá. A másik alapnívóra relaxált atomok visszapumpálását a DL₂ diódalézerrel végeztük, melynek frekvenciáját egy rubídium-gőzzel töltött cella telítési spektrumára stabilizáltuk. A kialakult csapda fluoreszcenciafényét egy optikai rendszerrel egy képerősítőre képeztük át, amelynek kimeneti oldalát számítógépről indítható, digitális CCD-kamerával figyeltük meg, illetve PC-vezérléssel működő kiértékelés után rögzítettük a kamera monitorán megjelenő körülbelül 1 mm átmérőnek megfelelő méretű fényes folt eloszlását.

Az ábrán még egy, eddig nem említett harmadik lézer (DL₃) is látható. Ennek a szerepe az atomsugárban jövő atomok fékezése lett volna, de mint a kísérletekből kiderült, a kályha viszonylag alacsony (~100 °C) hőmérséklete miatt, a csapdát létrehozó lézer intenzitása egymagában is elegendő volt az atomoknak a lefékezésére és csapda helyén való befogására.

A folyamatos üzemben működő csapdában lévő atomok fluoreszcenciájának térbeli eloszlása látható az 5. ábrán. Ebből kiszámítható a csapdában lévő atomok sűrűségeloszlása, illetve az atomok abszolút száma is, amely a fentiek alapján 10⁵ és 10⁶ közötti értéknek adódott.

5. ábra. Rb-atomok fluoreszcenciája a magnetooptikai csapdában, relatív egységben (a vízszintes skálák mm-es egységben értendők)

Az előzetes mérések alapján megállapítottuk, hogy a csapdába befogott atomok száma, a csapda felépülési ideje, valamint az ott-tartózkodásuk időtartama, azaz a csapda természetes élettartama nagymértékben függ a forrásból a csapdába érkező atomok számának és a rendszerben lévő maradékgázatomok, illetve molekulák számának arányától. Ez abból következik, hogy a csapdát képező lézerfény csak a rubídium-atomokra hat, és a maradékgáz részecskéivel ütközve pedig a rubídium-atomok kiverődnek a csapdából. Ezért a vákuumrendszer két külön része, amely a kályhát, illetve a csapdát tartalmazza, csak a már említett 5 mm átmérőjű diafragmán keresztül kapcsolódik egymáshoz, és két külön turbómolekuláris szivattyú hozza létre bennük a különböző mértékű vákuumot. Így sikerült a csapdát tartalmazó részben körülbelül két nagyságrenddel jobb vákuumot létrehozni, mint a kályha környezetében.

A csapdát létrehozó lézernyaláb periodikus szaggatásával méréseket végeztünk a csapda felépülési idejére, illetve a csapda "élettartamára" vonatkozóan, amelyekből a csapda élettartama körülbelül 300-500 ms-nak adódott. Ezeknek a méréseknek az eredményét láthatjuk a 6. ábrán különböző mágneses térgradiensek függvényében.

A csapdába zárt atomfelhő felhasználásával kapcsolatban gyakran felmerül az igény az atomfelhő adott irányú felgyorsítására, vagy adott távolságra való elmozdítására anélkül, hogy a termikus sebességeloszlása lényegesen megváltozna. Ez a folyamat indukált abszorpció és emisszió felhasználásával valósítható meg, és az indukáló fény intenzitásának növelésével gyorsítható.

6. ábra. Csapdázott Rb-atomok fluoreszcenciájának időfüggése a különböző mágneses térgradiens értékei esetén

Az indukált átmeneteknél - koherens folyamat lévén Rabi-oszcilláció lép fel. Az atomok periodikusan fényt nyelnek el, illetve bocsátanak ki, amikor az alapállapotból a gerjesztettbe, majd a gerjesztettből az alapállapotba mennek át. Az atomok adott lézerimpulzushossz és -intenzitás esetén a ciklus közepén állnak meg, azaz ha az alapállapotból indulnak, akkor a gerjesztett állapotban, ha gerjesztettből, akkor az alapállapotban. Az ilyen meghatározott hosszúságú fényimpulzust " impulzusnak" nevezzük. Ha két egymással szemben haladó lézersugárban a impulzusok periodikusan követik egymást úgy, hogy az egyik lézersugár impulzusa gerjeszti, és ezt követően a másik lézersugár impulzusa "legerjeszti" az atomot, az atom egy foton abszorpciója és emissziója után 2 impulzussal lökődik meg az első, abszorpciót indukáló impulzus terjedési irányában. Ha az impulzusok ismétlődési frekvenciáját növeljük, az impulzusátadás sebessége nő, tehát nagyobb erő hat az atomra. Ezt a folyamatot szemléltetjük a 7. ábrával. Ez a folyamat azonban csak akkor működik jól, ha a lézerimpulzus paraméterei pontosan megfelelnek az előírtnak, és az intenzitáseloszlásuk az atomfelhő keresztmetszete mentén állandó.

Ha impulzusok sorozata helyett frekvenciamodulált (vagy más szóval, csörpölt) impulzusokat használunk, akkor biztosabban kiválthatjuk ugyanezt a hatást, illetve létrehozhatunk úgynevezett koherens atomnyalábokat. Ehhez az kell, hogy a csapda után egy adott távolságra elhelyezett tükör segítségével a lézerimpulzusokat az atomok gerjesztett állapotának spontán élettartamán belül visszaverjük a csapdába, ahol ezáltal ugyanaz az impulzus kétszer kerül kölcsönhatásba egy-egy atommal, azaz egyszer gerjeszti, majd indukált emisszióra készteti, és közben mindkét alkalommal azonos irányú impulzust ad át neki.

A fent említett csörpölés azt jelenti, hogy az impulzus időtartama alatt a frekvenciája nagy "aláhangolásból" nagy "föléhangolásba" megy át, miközben átfut az atom rezonanciafrekvenciáján. Ekkor ugyanis egy ilyen impulzus hatására az atom alapállapotból biztosan gerjesztett állapotba, vagy gerjesztett állapotból alapállapotba kerül. Ezt a folyamatot nevezzük adiabatikus átmenetnek.

7. ábra. Atomnyaláb elhajlása abszorpció és indukált emisszió hatására

Az adiabaticitás a következő feltételek teljesülése esetén valósul meg:

1. Ha a frekvenciasöprés ("csörpölés") tartománya szélesebb az adott intenzitáshoz tartozó Rabi-frekvenciánál, és a koherencia megőrzése érdekében az egyes lézerimpulzusok hossza rövidebb az atom gerjesztett állapotának élettartamánál.
2. A Rabi-frekvencia csúcsértéke nagyobb a lézerimpulzus spektrális szélességénél, azaz a hosszának reciprok értékénél.
3. A (lineárisnak feltételezett) csörpölés sebessége kisebb, mint a Rabi-frekvencia csúcsértékének a négyzete.

A impulzusok alkalmazásához képest nagy előnye ennek a módszernek, hogy míg a impulzusok esetén a lézerfrekvenciának stabilan meg kell egyezni az adott atom egy meghatározott rezonanciaátmenetével, tehát a sebességeloszlásból adódó Doppler-kiszélesedés miatt csak kevés atommal tud kölcsönhatásba lépni, addig a "csörpölt" impulzusok esetén a lézerfrekvencia végigfut az egész Doppler-tartományon.

Ha tehát frekvenciamodulált lézerimpulzusok sorozata terjed egymással ellentétes irányban, a két fénysugárból az egyik impulzus gerjeszti, míg a másik fénysugárból jövő "legerjeszti", azaz indukált emisszióra készteti az atomot. Egy ilyen ciklus hatására az atom 2 impulzust kap ugyanúgy, mint a impulzusok esetén, csak ez a folyamat nem olyan kényes az impulzusok paramétereire.

Modellszámításokat végeztünk a rubídiumhoz hasonló, de egyszerűbb szerkezetűnek feltételezett, úgynevezett "A" nívó-konfigurációjú atomok, és a "csörpölt" impulzusok kölcsönhatására vonatkozóan. Számításaink során azt kaptuk, hogy a "csörpölt" lézerimpulzus képes az egyik alapállapotban levő összes atomot átvinni vagy a másik alapállapotba, vagy egy gerjesztett állapotba attól függően, hogy milyen a "csörpölés", azaz a frekvenciaváltozás iránya a kölcsönhatás alatt. Megfelelő intenzitású és elég gyors frekvenciamodulációval, azaz "csörpölési" sebességgel rendelkező lézerimpulzust alkalmazva az atomok gerjesztett állapotának betöltöttsége az impulzus ideje alatt elhanyagolhatóvá tehető, azaz az atomok teljes sokasága átvihető az egyik alapállapotból a másikba a gerjesztett állapot megkerülésével. Azt is láttuk, hogy ez a populációátviteli módszer akkor is működik, ha az atomok egy adott sebességeloszlással rendelkeznek, mivel minden egyes csörpölt frekvenciájú impulzus az összes atom sebességéhez tartozó Doppler-frekvenciát tartalmazza. Ehhez természetesen az szükséges, hogy a csörpölési frekvenciatartomány szélesebb legyen, mint az atomok sebességeloszlásához tartozó Doppler-kiszélesedés tartománya.

Az itt javasolt populációátviteli séma nagy spektrális szelektivitással rendelkezik. Eszerint a "A" nívó-konfigurációjú atomok teljes populációjának átvitele az egyik alapállapotról a másik, addig teljesen üres nívóra akkor is sikerrel végbemegy, ha a megfelelő Rabi-frekvencia azonos nagyságrendű vagy akár nagyobb, mint a két alapnívó közötti frekvenciakülönbség. Ez a spektrális szelektivitás akkor is megmarad, ha a Rabi-frekvencia az adott átmenethez tartozó spektrumvonal Doppler-kiszélesedésével azonos nagyságrendbe esik. Említésre méltó, hogy a fenti teljes populáció átviteléhez már egyetlen csörpölt lézerimpulzus is elegendő. Kisebb változások az impulzus alakjában, a Rabi-frekvencia, valamint a csörpfrekvencia paraméterei nem befolyásolják a folyamatot.

A Rb⁸⁵ izotópnak egy rövid, frekvenciamodulált (csörpölt) impulzusokból álló sorozattal való kölcsönhatását vizsgáltuk. A számítások az atomok 5S_1/2-5P_3/2 hiperfinom nívói közötti átmeneti valószínűségre vonatkozó egyenletek numerikus megoldásán alapultak. Különböző átmeneti formációkat tanulmányoztunk: egyrészt a viszonylag rövid impulzusok sorozatának esetét (amikor a burkoló frekvenciatartomány szélessége egy nagyságrenddel meghaladta a hiperfinom átmenetek közötti frekvenciák különbségét, ami a nívók teljes összekeveredését eredményezte), másrészt a viszonylag hosszú impulzusok esetét (amikor a hiperfinom alapnívók elkülönültek, de a gerjesztett nívókat már nem lehetett felbontani). Ebben az utóbbi esetben a populációátvitel hatékonyságát vizsgáltuk az alapállapotok kezdeti koherenciájának függvényében. A számításokból kiderült, hogy a frekvenciamodulált lézerimpulzusoknak a Rb⁸⁵-atomok többnívós rendszerével való kölcsönhatása egy megfelelően nagy csúcsintenzitású impulzussorozatnak és egy valódi kétnívós atomi rendszernek a kölcsönhatásához hasonló. Ez lehetővé teszi számunkra, hogy jó hatásfokkal tudjuk átvinni az atomok adott populációját egy frekvenciamodulált rövid lézerimpulzuspár felhasználásával, az egyik alapállapotból a gerjesztett állapotba, és vissza az egyik vagy a másik alapállapotba. Ez a módszer tehát eredményesen felhasználható egy valóságos Rb⁸⁵ atomnyalábnak két egymással szembe haladó frekvenciamodulált rövid lézerimpulzusok sorozatával való koherens manipulálására.

A fenti folyamatok kísérleti vizsgálatához kidolgoztunk egy olyan fényforrást, amely egy folytonos üzemű diódalézerből, egy optikai (Faraday) izolátorból, egy Fabry-Perot-interferométerből (F-P), és egy mechanikus szaggatóból (csopperből) áll. A módosított kísérleti elrendezés a 8. ábrán látható. A lézer áramának szinuszos modulációjával és a F-P-interferométernek - melynek szabad spektrális tartománya szélesebb, mint a diódalézer modulált sávszélessége - az együttes alkalmazásával körülbelül 60 ns periódusidejű, szinuszosan modulált frekvenciájú impulzusok sorozatát kaptuk.

A lézerimpulzus paramétereit, figyelembe véve a fény F-P-n való áthaladásának idejét és a diódalézer fényében fellépő amplitúdó- és frekvenciamodulációnak a fázisviszonyait, a már említett számítások alapján modelleztük, illetve állítottuk be.

Az adott körülmények között tekintettel arra, hogy a rubídium-atomoknak két egymáshoz viszonylag közeli energiaszintű alapállapota van - a csapdázó és a visszapumpáló lézer optimális működése esetén -, az atomok körülbelül 50-50%-ban találhatók a két alapállapot valamelyikében. Az interferométer a transzmissziós maximuma környékén a diódalézer sávszélességéből egy meghatározott frekvenciatartományt enged át, így a folytonos, de szinuszosan változó frekvenciájú sugárzásból impulzusokat vág ki. Ha ezt a tartományt a szinusz meredek szakaszára állítjuk, akkor első közelítésben a frekvencia minden második impulzusideje alatt egy irányban, illetve a közbülsőben ellenkező irányban söpör.

A frekvenciasöprés paramétereit - a sávszélességet, az impulzusok hosszát, az impulzus maximális intenzitásához tartozó frekvenciaértéket - a diódalézer előfeszítési áramával, modulációjának sebességével és amplitúdójával, valamint a Fabry-Perot-tükrök távolságának a beállításával tudjuk szabályozni.

Az így kapott forrás fényét a csopperen átbocsátva, 5 ns szélességű impulzusokból álló, a csopper sebességének megfelelően 1,5 s távolságra levő, a 9. ábrán látható impulzusok különböző hosszúságú sorozatait hoztuk létre. A lézer egy 500 MHz-es frekvenciatartományon átsöpörve (csörpölve) a néhány száz K hőmérséklet tartományban levő rubídium-atomokkal képes rezonanciába kerülni. Ezeket az impulzussorozatokat fókuszáltuk a magnetooptikai csapdába. A csapdán keresztülhatolt nyalábot egy tükörrel önmagába visszafordítottuk, így állítva elő a megfelelő impulzuspárokat. Ekkor a lézerfény az atomokat egyszer gerjeszti, majd indukált emisszióra készteti, de mindkét alkalommal azonos irányú impulzust ad át nekik. A tükör pozícióját úgy választottuk ki, hogy az 5 ns hosszúságú lézerimpulzus körülbelül 5 ns-os késéssel érje el ismét a csapdát, azaz a kölcsönhatáskor az impulzusok csak kis mértékben fedjék át egymást, és ne legyen jelentős spontán relaxáció az impulzusok között.

A fent ismertetett adiabatikus átmenetet indukáló csörpölt impulzussorozat alkalmas a csapdában levő atomok gyors (s vagy annál rövidebb idő alatti) manipulálására, például egy bizonyos irányba való "elfújására", úgynevezett koherens atomnyalábok létrehozására. Az impulzussorozat hosszúságát mechanikus fényszaggatóval (csopperrel) szabályoztuk. Ehhez szinkronizáltuk a mérőrendszert is. A csapda és a belőle kicsatolt lassú atomsugár fluoreszcencia-sugárzásának térbeli eloszlását a képerősítő kimenetén keletkezett kép rögzítésével, időzíthető CCD-kamerával vizsgáltuk.

Az előző pontban szereplő modellszámításaink ellenőrzésére különböző hosszúságú és a kölcsönhatás megkezdésétől számított különböző időkéséssel készítettünk felvételeket. Megfigyeltük a csapdából kirepülő atomok pályáját. Azt tapasztaltuk, hogy a csapdából kollimált atomnyaláb csatolódott ki.

Megfelelő fókuszálással elérhetjük, hogy a csapdában levő atomok úgy mozduljanak el, hogy közben az egymáshoz viszonyított helyzetük lényegében változatlan marad. Ekkor az atomok keresztirányú sebességszórása nem változik, azaz megőrzi az eredeti, a csapdában előállított K nagyságrendű hőmérsékletnek megfelelő értéket.

A 10. ábrán látható a csapdában levő atomok által kibocsátott fluoreszcenciafény a csapda eredeti helyzetében (baloldalt), illetve az 1,0 ms hosszúságú impulzussorozattal való kölesönhatás után (jobboldalt).

A 11. ábrán az atomok sűrűségeloszlása látható a CCD-kamera felvételének számítógépes kiértékelése alapján. Az eredeti csapdán (bal oldali kép) a legnagyobb méretű szintvonal átmérője körülbelül 2,5 mm. Az 1,0 ms alatti elmozdulás a jobb oldali képen körülbelül 1,2 csapdaméretnek, azaz körülbelül 3,0 mm-nek felel meg az elfújó lézer irányában, a felhőnek az ugyanebben az irányban történő megnyúlása 5,5 mm. A vízszintes skála 9,5 mm, a függőleges 8,5 mm-nek felel meg a ferde leképezés miatt.

Az ábrákon a legkülső szintvonal 10⁴, a legbelső atom/cm³ sűrűséget jelent, az atomoknak a fényimpulzus által nyert sebessége pedig körülbelül 600 cm/s-nak felel meg.

A fenti kísérletek további folytatásaként - tekintettel arra, hogy az eddig általunk használt vákuumrendszer végvákuumát tovább nem tudjuk javítani - azt tervezzük, hogy az eddigi tapasztalatok felhasználásával egy új, ultranagy vákuum (10¹⁰-10¹¹ torr) létrehozására alkalmas vákuumrendszerben, amely sokkal hosszabb kölcsönhatási időt tesz lehetővé, megvalósítsuk, vagy legalább is megközelítsük a bevezetőben említett Bose-Einstein-kondenzációnak megfelelő állapotot. Ehhez a megfelelő vákuumértéken kívül az is szükséges, hogy egy olyan új, folyamatosan változtatható mágneses térelrendezést alakítsunk ki, ahol a hideg atomfelhő a vizsgálatainkhoz és később a tervezett manipulációkhoz szükséges ideig, esetleg több percig is egyben tartható lesz.

Fontos még az, hogy az atomok mozgását nyomon követhessük a csapdát képező potenciálgödrön kívül is. Ehhez egy további lézernyaláb beállítása szükséges, amelynek segítségével lehetővé válik a rajta áthaladó atomok által létrehozott fluoreszcencia megfigyelése.

____________________________