Helle atomare Solitonen - KOPS - Universität Konstanz

22 KAPITEL 1. EXPERIMENTELLER AUFBAU
durch die Atome vernachlässigt werden. Das Potential entsteht durch Wechselwirkung
des induzierten atomaren Dipolmoments d mit dem elektrischen Feld E(r) des Lasers
( ”
ac Stark shift“). Unter der Bedingung |δ| ≫ Ω, |δ| ≫ Γ, wobei Ω = d · E(r)/ die
Rabifrequenz darstellt, ergibt sich das konservative Dipolpotential in der Näherung eines
Zweiniveau-Atoms zu [54]
Das Betragsquadrat der Rabifrequenz hängt gemäß
V (r) = |Ω(r)|2 . (1.8)
4δ
|Ω(r)| 2 = Γ2 I(r)
2I S
(1.9)
von der Intensität I(r) des Laserstrahls und der Sättigungsintensität I S = πhcΓ/(3λ 3 )
ab. Hierbei bezeichnet λ die Wellenlänge des Dipolübergangs. Zusätzlich hat man für
Atome mit magnetischer Unterstruktur des Grundzustands noch die Clebsch-Gordan-
Koeffizienten zu berücksichtigen, diese sind z.B. in [54] für die betrachteten Übergänge
tabelliert. Das Potential ist demnach durch die ortsabhängige Intensität der verwendeten
Laserstrahlen und durch deren Verstimmung gegenüber der Resonanzfrequenz bestimmt.
Man erkennt an Gl. 1.8 zudem, dass die Atome nur für ein negatives Vorzeichen der
Verstimmung (ω L < ω 0 ), also einer Rotverstimmung des Lasers, zum Maximum der
Lichtintensität gezogen werden.
1.4.1 Wellenleiter und Haltestrahl
Der Wellenleiter und der Haltestrahl werden durch je einen rotverstimmten Laserstrahl
realisiert. Dazu wird ein diodengepumpter Nd:YAG Laser (Spectra-Physics T40-X30-
106QW) mit einer Leistung von maximal 8 W bei einer Wellenlänge von 1064 nm benutzt.
Die Laserfrequenz muss auf Grund der weiten Verstimmung von der Resonanz
nicht stabilisiert werden. Der Laser wird in zwei Strahlen aufgeteilt, die jeweils einen
akusto-optischen Modulator durchlaufen. Die gebeugten Strahlen werden durch ”
single
mode“ Glasfasern zur Kammer geführt. Die AOM’s dienen hierbei als schnelle Schalter
und zur Steuerung der Leistung in den beiden Dipolfallen, die Frequenzverschiebung ist
dabei nicht relevant. Beide Strahlen werden auf eine Strahltaille von 62 (±5) µm fokussiert,
die Foki kreuzen sich im Zentrum der Magnetfalle. Durch Abschalten des Haltestrahl
entsteht der gewünschte Wellenleiter, der das Kondensat in zwei Raumrichtungen
hält aber freie Propagation entlang der Strahlachse erlaubt, da der Einschluss in dieser
Richtung auf Grund der großen Strahltaille sehr schwach ist.
Die beiden Dipolfallen sind linear polarisierte gaußsche Laserstrahlen mit der ortsabhängigen
Intensität
[
I 0
I(r) =
1 + (x/x R ) 2 exp y 2 + z 2 ]
−2
w0 2(1 + (x/x R) 2 . (1.10)
Dabei ist w 0 die Strahltaille, die Rayleighlänge x R = πw2 0
λ
entlang der Strahlachse. Die maximale Intensität I 0 = 2P
πw0
2
berücksichtigt deren Änderung
ist mit der Leistung P des
Strahls verknüpft. Die Strahltaille der beiden Laser führt zu einer Rayleighlänge (1.3 cm),
die sehr viel größer als die Längenskala der atomaren Dynamik im Experiment (maximal