1. Seleção de componentes <ol><li> Seleccione um díodo no comprimento de onda apropriado para o átomo de interesse. É fundamental que o diodo escolhido seja monomodo (sm e tem poder suficiente para a aplicação. Uma diodo revestido anti-reflexo é o ideal. Esses diodos não vai lase sem a adição de uma cavidade externa e eles são projetados explicitamente para a operação ECDL. Eles têm um desempenho significativamente melhor, particularmente para aplicações em que o comprimento de onda de digitalizar o laser é importante. O diodo laser utilizado aqui está listada na Lista de Materiais). Como em macadame et al. 3, o ECDL deve ser concebido para se encaixar firmemente o díodo e uma lente de colimação. A estabilidade mecânica e térmica de contato é fundamental para uma boa operação do laser. Para facilitar a construção, e usinagem mínimo, o sucesso foi ter com montar um laser de diodo com tubo de lente integrada (Lista de Materiais). </li><li> Selecione uma lente para colimar o diodo. EleÉ importante que a abertura numérica ser comparável ou maior do que a abertura numérica da diodo caso contrário, haverá perdas substanciais. A maioria dos diodos têm uma abertura numérica alta (&gt; 0,5) e necessitam de lentes asféricas, caso contrário aberrações irá resultar em uma eficiência muito baixa feedback. Certifique-se a lente é anti-reflexo revestido no comprimento de onda de funcionamento, escolher uma lente com uma distância focal de aumentar o tamanho do feixe sobre a grade e um comprimento de onda próximo do comprimento de onda de desenho operacional para reduzir aberrações. Consulte a Lista de Materiais para a lente usada no sistema demonstrado. </li><li> Selecione a grade externa apropriada para a faixa de freqüência do laser de diodo e o ângulo central de ajuste braço grade. O comprimento de onda da luz difractada em primeira ordem, a configuração Littrow, é dado por d λ = 2 sin (θ), em que d é o espaçamento entre as linhas de grade, θ é o ângulo de incidência da grelha e a λcomprimento de onda de 21 (Figura 1B). Existem dois tipos principais de rede de difração, holográficos e governados, e ambos podem ser brilhou ou não. Dependendo do tipo de ralar o poder difractada pode variar substancialmente. Apontar para uma grade holográfica com uma eficiência de difração de entre 20-30%. Consulte a Lista de Materiais para a grade usada no sistema demonstrado. </li><li> Use o design mais simples gerenciável - complexidade muitas vezes significa instabilidade. Há um grande número de projetos ECDL, mas o mais simples é o Littrow 3,5,7,22. Leia os jornais e decidir se um grande modo hop free range (faixa de freqüência em que o diodo pode sintonizar continuamente sem repente saltar para uma frequência diferente), uma largura de linha muito estreita ou reduzida variação apontar é da maior importância para a aplicação. Obter o máximo de informação possível antes de iniciar projeto ECDL. Muitas vezes, a ECDL grade é mais do que adequado para aplicações em física atômica. </li><li> É importante perceber que o desempenho de um ECDL é mais fortemente enraizada na eletrônica que conduzem a corrente de diodo e estabilizar a temperatura do laser. Sem um bom conjunto de componentes eletrônicos do projeto mecânico irá realizar sub-. Incluiu-se uma comparação de diferentes controladores de corrente e temperatura na Tabela 1. Quanto menor o ruído de corrente, a melhor o laser irá executar 23. </li></ol> 2. Assembléia <ol><li> Para os fins deste artigo o ponto de partida para a montagem ECDL será um sistema mecânico completo ECDL montado em um refrigerador termoelétrico (TEC), sem a freqüência selecionando componentes (ou seja, ralar e laser de diodo). </li><li> Comece colocando o diodo laser em seu respectivo furo de montagem e fixe-o usando seu anel de montagem. Tenha cuidado para não excesso de torque o anel de montagem. Deve ser confortável, mas não apertado. </li><li> Antes de ligar o diodo de laser para a corrente de alimentação, check a folha de especificações do diodo para o ânodo, cátodo e atribuições de pinos de terra. Este varia de diodo para diodo e colocando a corrente através do díodo para trás irá destruir. <ol><li> Diodos laser são dispositivos de baixa tensão, tipicamente 5-10 máxima V, e deve-se tomar cuidado para garantir que não estática é descarregada para eles. É uma boa prática de usar uma pulseira de aterramento ao manusear diodos e instalar um circuito de proteção (por exemplo, a Figura 2) entre os pinos de diodo laser para evitar tensões elevadas. O diodo pode e pinos de terra deve ser permanentemente ligada à terra e o uso de fios finos podem ajudar a reduzir o acoplamento de vibrações mecânicas. </li></ol></li><li> Defina as temperaturas máximas e mínimas e os diodos e TEC atuais limites máximos no controlador de diodo de acordo com os valores na folha de especificações do diodo. Se a temperatura mínima de funcionamento é inferior do ponto de orvalho para o laboratório, em seguida, usar uma temperatura mínima de ~ 2 ° C above ponto de orvalho. Isto irá evitar a condensação. </li><li> A folha de especificações diodo geralmente tem uma vs figura temperatura comprimento de onda em uma dada corrente de diodo. Utilizar esta figura como referência para definir inicialmente a temperatura de diodo (e corrente) para coincidir com o comprimento de onda de interesse. Se a temperatura vs gráfico comprimento de onda está indisponível ajustar a temperatura à temperatura ambiente. </li><li> Ligue o controlador de temperatura e permitir que a temperatura estabilize. </li><li> Ligue o diodo e transformar a corrente de modo que o feixe de saída pode ser claramente observado com um cartão de visualização. Utilize um cartão de IR para ver o feixe. </li><li> Inserir a lente colimadora asférica e colimar o diodo laser, ajustando a distância entre o díodo e a lente. A fim de garantir uma boa colimação garantir que o feixe tem um caminho livre, de preferência&gt; 3 m, e ajustar a posição da lente, até o diâmetro do feixe apenas após o ECDL e no final do caminho do feixe é o mesmo, tendo a certeza de verificar que o i feixes não se concentrar em qualquer ponto ao longo do caminho. </li><li> Verifique a polarização do diodo de laser é, no plano desejado para a rede de difracção (S ou P). Na maioria dos casos a polarização do diodo é ao longo do eixo curto da forma do feixe elíptico, mas é uma boa prática para verificar o eixo de polarização usando um divisor de feixe de polarização. <ol><li> Se o eixo do feixe não está no plano desejado, soltar a montagem do anel de diodo e rodar até o diodo a orientação correcta é atingida. Alguns modelos ECDL permitir que isto seja feito com o laser e ligado à fonte de corrente e outros não. Se os cabos de alimentação de corrente deve ser removido para rodar o diodo, desligue o fornecimento de corrente na caixa de controle e remover os fios. O controle de temperatura ECDL pode permanecer ligado durante este processo. Lembre-se de usar sempre uma pulseira de aterramento ao manusear o diodo. </li><li> Se fosse necessário reposicionar o diodo repetir o passo anterior para recollimate o diodo. </li></ol></li><li> O plano de difracção da grade é normalmente marcado pelo fabricante, com uma seta perpendicular às linhas de grelha e no sentido da reflexão ardia. Verificar isso, observando a reflexão a partir de uma fonte de luz de banda larga, tal como uma ampola, como uma função do ângulo duplo. <ol><li> Se a grade é realizada com a seta apontando para o observador e uma fonte de luz de banda larga sobre a cabeça, a luz refletida vai mudar de cor em função do ângulo de ralar. </li><li> Monte a grade de modo que a seta aponta de volta para o diodo e ajustando, assim, o ângulo grade varia o comprimento de onda refletida de volta para o diodo (Figuras 1A e 1B). </li></ol></li><li> Uma vez que a orientação grade foi confirmado cola a grade na afinação braço ECDL usando cola de presa rápida, como Loctite. </li></ol> 3. Alinhamento feedback <ol><li> Coloque um cartão de visualização alinhado com a saída ser ECDLsou. Isto irá ser utilizado para monitorizar a potência do laser, como são feitos ajustamentos para o apontador do feixe difractado. Um medidor de energia pode também ser utilizado, mas é mais lento na sua resposta. </li><li> Ajuste a corrente de jogo na caixa de controle de diodo para logo abaixo do atual limite para reflexivas diodos faceta da frente e 1/3 da corrente máxima para diodo revestidos AR fichas de ganho. Reflexivos diodos faceta frente terá uma corrente de limiar em suas folhas de especificações ou dados enquanto AR revestido ganho fichas não. </li><li> Ajustar o ângulo do braço de grelha horizontal e verticalmente, para dirigir o feixe difractado de volta para o diodo, de forma eficaz de fazer uma cavidade de retorno externo. Quando o feixe é dirigido para o díodo de laser não vai haver um aumento significativo na potência de saída, sendo observado como um aumento significativo ou de flash brilhante sobre um cartão de visualização ou um dramático aumento de potência, quando medida utilizando um medidor de potência ou de diodos. <ol><li> Um cartão de visualização não é uma medida muito o quantitativof de alimentação de modo que pode ser necessário para reduzir progressivamente a corrente do díodo a laser e reajustar o feixe de retorno até o comportamento acima pode ser visto na corrente mais baixa possível. </li><li> Ajustando o foco ou posição axial da lente de colimação para optimizar focagem na faceta de diodo pode reduzir ainda mais o limite e aumentar a potência de saída, após o que será necessário para o ângulo reotimizar grade horizontal e verticalmente. </li></ol></li></ol> 4. Frequency Selection inicial <ol><li> Para o alinhamento inicial frequência do laser de uma medição absoluta do comprimento de onda com uma precisão de &lt;1 nm e, de preferência &lt;0,1 nm é ideal. Esta medida de freqüência grosseiro tornará muito mais fácil para sintonizar a frequência do laser para uma transição atômica em uma etapa posterior. Há muitas opções, incluindo usar um wavemeter, um analisador de espectro óptico, espectrômetro, ou um monocromador com uma câmera. Certifique-se de um dispositivo preciso calibrado é usado ou verificar a sua calibration por exemplo, utilizando um laser HeNe. Alternativamente, o ajustamento da frequência grosseiro pode geralmente ser realizada por andar e o ângulo actual grelha enquanto o laser é de varrimento até uma absorção ou um sinal de fluorescência a partir de uma célula de referência de vapor pode ser visto. <ol><li> Geralmente um feixe secundário escolhido fora do feixe principal, utilizando um prisma cunha vidro ou λ / 2 waveplate e divisor de feixe de polarização, será utilizado como insumo para a wavemeter. Esta configuração óptica é visto na Figura 1D. Consulte a Lista de Materiais para materiais utilizados nesta demonstração. </li></ol></li><li> Ajustar o ECDL até o comprimento de onda de saída desejado é obtido. O díodo de condução de corrente, temperatura, ralar, ângulo e comprimento da cavidade externa irá afectar toda a frequência do laser 24 (Figura 3). <ol><li> Comece ajustando o ângulo de ralar, à mão ou usando o piezo. Em segundo lugar, ajustar a corrente do díodo. </li><li> Se o desejado frequeNCY é o azul do intervalo de varrimento de grade, a temperatura do díodo deve ser diminuída e vice-versa, se o comprimento de onda desejado está ao vermelho. </li></ol></li></ol> 5. Ajustes de freqüência finas e Locking Frequency <ol><li> Configure espectroscopia de absorção saturada na saída ECDL usando a configuração na Figura 1F 3,14,17. A utilização de um isolador óptico imediatamente após o laser é essencial (Figura 1C). É importante evitar a reflexão de volta para o laser, o que pode causar instabilidade. Espectroscopia de absorção saturada usando uma célula de referência, contendo o átomo de interesse é uma forma simples de bloquear um laser para uma estreita passagem atómico 25. <ol><li> Verifique se a célula de referência está em um ângulo para evitar reflexos posteriores e que o espelho retro reflete o feixe de volta através da célula de vapor com o máximo de sobreposição. O passe de potência transmitida dupla pode ser monitorado usando o diodo foto como o EComprimento de onda CDL é digitalizado. </li></ol></li><li> A maioria dos controladores de diodo terá um construído em função de digitalização que irá analisar o comprimento de onda, ajustando a tensão de grade piezo e, portanto, o ângulo de ralar e comprimento da cavidade externa ou através da modulação da corrente de diodo. A largura, digitalização offset e temperatura do laser e corrente deve ser ajustada até que um sinal de absorção pode ser visto em um escopo ligado ao detector de foto. Quando o laser é a verificação sobre a transição atômica deve ser possível ver o caminho do feixe laser na fluorescência celular vapor ou o flash com a olho nu ou através de um visualizador de IR. </li><li> A energia por unidade de área do feixe de referência para a espectroscopia de absorção saturado deve ser igual ou superior a intensidade de saturação para a transição atómica. Utilizar a placa de onda λ / 2 antes do divisor de feixe de polarização para aumentar o poder de absorção até que um sinal claro pode ser visto. Cálculos de intensidade de saturação pode ser encontrado em Pé 16. </li><li> Com o varrimento laser sobre a transição 780 nm atómica Rb, um sinal de absorção de largura Doppler alargado deve ser visto, ~ 5 largura GHz, com várias transições acentuadas ~ 10 MHz queimado em pé 16 (Figura 4). Minimizando a potência utilizada para gerar o sinal de absorção saturada é necessário para reduzir o poder de ampliação e de produzir uma característica nítida para bloquear. </li><li> A fim de bloquear a frequência ECDL, é necessário um sinal de erro. Ao colocar as bobinas em torno da célula de referência como na Figura 5 10 e a oscilação do campo magnético, os níveis de Zeeman e, portanto, a frequência das transições são modulados. Neste caso, a passagem de corrente através das bobinas de Zeeman é modulado em cerca de 250 kHz, com uma magnitude de 1 ~ G. </li><li> Misture o sinal de absorção a partir do detector de foto absorção saturada com o sinal de modulação do gerador de função. Quando a saída do misturador é visualizado num âmbito, deve ser um sinal de erro de Silhante a Figura 4. A magnitude do sinal de erro dependerá da fase relativa entre os dois sinais mistos. Girar o λ / 4 divisor de feixe antes da célula de vapor para ajustar a fase. </li><li> Progressivamente reduzir o intervalo de varrimento e ajustar os deslocamentos para centralizar a varredura sobre a transição de interesse, sem outras transições presentes. </li><li> Um circuito proporcional-integral-derivativo (PID) (por exemplo ver macadame et al. 3) pode então ser usado para bloquear o comprimento de onda ECDL utilizando o sinal de erro. O ganho PID deve ser reduzida abaixo do ponto em que é observado por toque procurando a presença de modulação no sinal de erro (por exemplo, utilizando um analisador de espectro ou transformada de Fourier do sinal de erro de rastreamento). </li></ol> 6. Medição Linewidth <ol><li> A fim de atingir uma medição exacta da largura de linha, é necessário ter uma origem de largura de linha estreita conhecidos (outro laser com linewidth significativamente menos do que o ECDL), dois dos mesmos ECDLs ou uma linha de retardo longo quando comparado com o comprimento de coerência da ECDL. Aqui dois ECDLs será interferido para medir largura de linha. Alternativamente, pode ser mais fácil para bloquear a uma ressonância produzidos por uma transição atómica ou de uma cavidade de Fabry-Perot e ajuste para o ruído acima da largura de banda do circuito de bloqueio. </li><li> Bloqueie os dois lasers de diferentes transições hiperfinas, compensados ​​preferência em torno de 100 MHz. Isso irá minimizar o impacto do ruído eletrônico. </li><li> Modo, de potência e polarização combinar os dois feixes e interferir los em conjunto, utilizando uma mistura 50/50, nonpolarizing divisor de feixe. Alinhar o feixe resultante em um fotodetector. A saída de sinal no detector foto deve ser uma onda senoidal com uma freqüência de freqüência os dois do laser de deslocamento. Pode ser necessário para atenuar ou desfocar o feixe resultante, de modo a não danificar ou saturar o fotodiodo. <ol><li> A sobreposição das duas vigas batendo irá determinar a franja contrast como visto em um escopo durante a medição linewidth. Se o contraste franja é pobre, passar o tempo adicional a melhoria da correspondência e modo de sobreposição das vigas sobre o divisor de feixe e detector. Um bom método é a sobreposição dos dois feixes utilizando dois íris &quot;, ou pequenos furos, separados por uma distância relativamente grande, ~ 1 m. </li></ol></li><li> Vai ser difícil de resolver as flutuações de freqüência em um escopo. Para obter a melhor medição usar um analisador de espectro, o que dará um perfil de Voigt centrado na freqüência de batimento com uma largura de linha Δ f, igual à largura de linha do laser convolved (Figura 6). Para uma boa aproximação do rastreamento pode ser ajustado a um Gaussian ea largura de linha obtida a partir do ajuste. O ruído de largura de linha ou medido vai depender da aquisição ou o tempo de integração, o que pode ser ajustado, ajustando a largura de banda de resolução no analisador de espectro. Por esta razão, é importante citar o tempo de integração ao citar o mlinewidth edido. </li></ol>

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Os autores não têm nada a revelar. Citações específicas de produtos e empresas são, para efeitos de esclarecimento e só não são um endosso pelos autores.

Esta publicação mostra como passar de um ECDL desmontados através do alinhamento e da freqüência de bloqueio para produzir uma medida da largura de linha do laser. O projeto mecânico eo design dos eletrônicos, como servos de PID, motoristas de diodo e controladores de temperatura é muito especializado para ser discutido aqui, mas foram amplamente discutidos em publicações referenciadas 1,3,5. Embora diodo ECDL de tornaram-se um grampo em laboratórios de física atômica, as espécies e as transições que estes legados pode atingir, é limitado. Muito progresso foi feito no alargamento da gama de comprimentos de onda de lasers de diodo com base porém, atualmente muitas lacunas permanecem especialmente no UV. Limitações de potência de sistemas de ECDL continuar a restringir suas aplicações. Desencapados diodos de modo único na faixa de potência de μWatts a 100 de mWatts. Além disso, os amplificadores afuniladas pode ser adicionado a um sistema ECDL para aumentar a potência total do laser monomodoaté o nível de Watt. Se forem necessários poderes de modo único muito maiores do que um Watt ou outros comprimentos de onda do laser arquiteturas alternativas são necessárias. Estes incluem lasers de fibra 26, lasers de estado sólido 27, como lasers TiSaph ou podem contar com conversão de frequência não linear processa 27, como lasers Raman, de mistura de quatro ondas, geração de freqüência soma, ou um oscilador paramétrico óptico. Esta publicação centra-se em um mecanismo de bloqueio que é dependente de uma célula de vapor atômico. Para muitas aplicações em física atômica uma célula de vapor de vidro simples, como discutido aqui, podem não estar disponíveis, como é o caso de espécies como Yb. Muitas outras técnicas para a obtenção de uma amostra de referência, com uma variedade de espécies de ter sido demonstrado como, vigas quentes atómicas, lâmpadas de descarga, as células de gás tampão, as células de iodo, e células de sputtering. Este projeto de sistema laser é inerentemente limitado a linewidths de ≈ 30 kHz 28 e tipicamente próximo de 100 kHz. Se o aplicativo requer um estreito LineWidth outras técnicas de estabilização ou laser alternativa projeta 26 são obrigatórios. Sempre trabalhando com sistemas ópticos, a limpeza é de extrema importância. É uma boa prática quando a primeira a ser introduzida e ao tratamento ótica a utilização de luvas, para evitar tocar na superfície óptica. Se uma óptica é riscado, não deve ser utilizado em um sistema de laser. Na maioria dos casos ótica com impressões digitais ou poeira podem ser limpas com acetona ou ar comprimido, respectivamente. Qualquer imperfeição numa superfície óptica pode e irá introduzir perda e potencialmente ruído no sistema. Montagens de óptica deve ser fixado ao banco óptica em todos os tempos e deve ser firmemente aparafusado uma vez no lugar. Ao alinhar ótica como waveplates e divisores de feixe de polarização, garantir a luz é incidente perto perpendicular à superfície óptica enquanto avoIding reflexões para trás para o laser. À medida que o ângulo de incidência de 90 ° se desvia o comportamento destes elementos ópticos torna-se mais e mais do ideal. Para minimizar a aberração e maximizar vigas numéricos abertura deve sempre viajar através do centro das lentes e ser normal para a lente. Em contraste, uma célula de vapor deve ser colocada num ângulo ligeiro para o feixe incidente para evitar efeitos etalon. Por esta razão, muitas células de vapor são fabricados com facetas finais não paralelos. Os lasers utilizados aqui são de classe 3B. Mesmo reflexões vadios têm o potencial de danos aos olhos. Trabalhar com lasers deste tipo só deve ser realizada por pessoal treinado e familiarizado com os perigos de lasers. Óculos de segurança laser deve ser usado em todos os momentos. Nunca olhe diretamente para o caminho de qualquer laser para alinhamento óptico e tomar um cuidado especial para evitar a geração de reflexões especulares perigosos fora de componentes ópticos. Sempre termine positivamente linhas de feixe using um dump do feixe.

Medir e manipular o estado quântico dos átomos é o cerne da física atômica e requer a capacidade de lidar com as transições específicos entre os estados eletrônicos atômicas. Por exemplo, considere rubídio, um átomo alcalino usado típica e muito. Aqui, o comprimento de onda da luz acoplamento do solo e estado eletrônico animado primeiro é de ~ 780 nm (384 THz) eo tempo de vida do estado animado devido à emissão espontânea é ~ 26 ns dando uma largura de linha de absorção de 6 MHz 4. Assim, uma fonte de luz, com a estabilidade de pelo menos uma parte em 108 de frequência é necessária para tratar com fiabilidade essa transição. Antes do desenvolvimento de ECDLs, lasers de corante e lasers de titânio safira eram normalmente utilizados para a física atômica. Estes são caros, sistemas grandes e complexos que oferecem ganho óptico sobre uma grande largura de banda e, portanto, podem ser ajustadas a sobrepor-se uma transição atômica. O potencial para substituir estes meios de ganho com um barato, simples diodo laser projetado with um bandgap combinando o comprimento de onda desejado foi reconhecido no início de 1980 1,2. Simples, fácil de construir projetos que atinjam 100 linewidths kHz foram bem compreendidos e lugar comum pelo início dos anos 1990 3,5,6. Muitas configurações e designs diferentes têm demonstrado cada um com vantagens e desvantagens. Provavelmente, as configurações mais comuns são os Littrow 3,5,7,8 e Littman 9 configurações. Esta discussão centra-se sobre a forma mais simples, a configuração Littrow mostrado na Figura 1A. Um número de mecanismos de ajuste são simultaneamente utilizado para alcançar uma elevada precisão da frequência do laser. Em primeiro lugar, é necessário um diodo com um ganho suficiente produção de banda proibida no comprimento de onda desejado a uma temperatura de funcionamento possível. O diodo laser típico terá ganho ao longo de vários nanômetros (THz). Em segundo lugar, a difração reflexivo grade é ângulo ajustado para fornecer feedback óptico para o diodo no desejadocomprimento de onda. Dependendo da grade, o diodo, na lente de focagem usada e o seu alinhamento, a grade irá seleccionar uma gama de 50-100, tipicamente GHz. O laser vai oscilar em um comprimento de onda em ressonância com a cavidade do laser externo (entre a faceta traseira diodo e a grade). Ajustando este comprimento da cavidade através de um comprimento de onda permite que o laser pode ser ajustado através de uma gama espectral livre de (c / (2 L)) em torno do pico de ganho de grade em que c é a velocidade da luz e L, é o comprimento da cavidade, tipicamente 1 - 5 cm (FSR 3-15 GHz). Quando dois modos de cavidade é um comprimento de onda semelhante em relação ao pico de comprimento de onda de feedback ralar o laser pode funcionar multimodo. Como o modo de cavidade oscilante está sintonizado mais longe do pico de ganho do que o seu modo de vizinho o laser vontade modo hop limitar a faixa de sintonia. O comportamento dos modos de cavidade no que diz respeito ao modo de grade pode ser visto na Figura 3. O modo de lúpulo faixa de sintonia livre é um parâmetro de desempenho chave para um ECDL. Ao ajustar simultaneamente o ângulo de grade eo comprimento da cavidade é possível sintonizar continuamente em muitas faixas espectrais livres sem modo de lúpulo, tornando a localização e bloqueio de recursos espectrais muito mais fácil 8. Afinação electrónica do comprimento do caminho óptico da cavidade de bloqueio pode ser conseguido por uma combinação de ajuste do ângulo / posição de grade utilizando um actuador piezo (Figura 1A) (largura de banda de varrimento ~ 1 kHz) e ajustando o díodo de corrente que modula principalmente a refracção índice do diodo (≥ largura de banda de varredura de 100 kHz). Usando díodos laser em vez do anti-reflexo (AR) lascas ganho revestidos para o meio de ganho aumenta a complicação adicional de adição da resposta cavidade interna de diodo laser, que pode ter uma gama espectral livre típica de 100-200 GHz. Neste caso, a cavidade tem de ser de temperatura ajustado para coincidir com a resposta da grade. Usando um diodo de laser em vez de um chip ganho AR revestido irá reduzir drasticamente o modo hop livre tgama uning a menos que haja um meio de forma síncrona sintonizar o atual diodo ou temperatura. Finalmente, para conseguir uma largura de linha melhor do que 100 kHz muita atenção deve ser dada para eliminar outras fontes de ruído. Isso requer projeto mecânico cuidadoso dos suportes para minimizar a vibração acústica, a estabilização da temperatura nível mK, o RMS estabilidade atual do diodo ao nível ≤ 30 nA e cuidadoso ajuste do ganho de todos bloqueio loops de 10. Selecionando os eletrônicos apropriados para a aplicação é tão importante como o design de laser e óptica. Uma lista de controladores e especificações de diodo pode ser encontrada na Tabela 1. Depois de laser estável foi alcançado, o seguinte requisito é bloquear a frequência do laser para uma referência, tal como uma transição atómica, uma cavidade óptica ou outro laser. Isso remove os efeitos de desvios lentos, como pequenas variações de temperatura, essencialmente, eliminando o ruído de freqüências comna largura de banda do circuito de bloqueio. Há uma infinidade de técnicas que têm sido desenvolvidos para a obtenção de um sinal de erro, cada uma adequada para um sistema de referência específico de bloqueio. Um sinal de erro de fase de bloqueio de dois lasers podem ser obtidas por mistura dos dois lasers com um divisor de feixe. Pound-Drever sala 11 ou 12 de bloqueio de inclinação pode ser utilizado para bloquear a uma cavidade. Para bloquear a uma linha de absorção atómica DAVLL 13 ou espectroscopia de absorção saturada 3,14 em combinação com modulação de corrente 10, de Zeeman modulação 10, ou 15 de travamento de inclinação pode ser usado. O bloqueio de uma ECDL para uma transição de rubídio utilizando modulação de Zeeman de absorção saturada em vapor de uma célula serão descritas aqui. Se um feixe de baixa intensidade passa através de uma célula de vapor de rubídio, à temperatura ambiente e a frequência é sintonizado na vizinhança de 780 nm a transição atómica um número de características de absorção de Doppler alargado ~ 500 MHz de larguraSerá observado, em vez de a grande largura de linha singular de 6 MHz (cálculos para larguras de linhas naturais e Doppler pode ser encontrada em pé 16). Se, no entanto, este feixe é refletido retro, a segunda passagem terá menos absorção de ressonância como átomos com uma velocidade longitudinal zero, já foram parcialmente animado com a primeira passagem 17. Outras frequências será absorvida por diferentes populações de velocidade em cada passagem e, por conseguinte, a absorção não ficará saturado. Desta forma, uma característica de transmissão aparente sobreposto sobre a absorção de Doppler alargado nas transições com uma largura de aproximadamente a largura de linha natural pode ser obtido. Isso proporciona uma nítida referência de freqüência absoluta para bloquear. A frequência de transição atómica podem ser moduladas de acordo com o efeito de Zeeman pelo pontilhado da magnitude de um campo magnético na célula de referência. Um campo magnético homogéneo adequado pode ser produzido usando uma configuração de solenóide como mostrado na Figura 5. Electronicamente misturandoa forma de onda modulada com a transmissão de absorção saturada gera um sinal de erro que pode ser utilizado para ajustar a corrente de díodo integrado e para ajustar a tensão piezoeléctrica. Assim, o laser pode ser bloqueada para a transição, sem a necessidade de modular a frequência do laser. A largura da linha de um ECDL é geralmente medido pela interferência de dois lasers de um mesmo tipo de frequência bloqueada em um divisor de feixe 18. A freqüência de batimento entre os lasers é então medido usando um fotodiodo rápido e um analisador de espectro de RF. O espectro de ruído além da largura de banda laço de bloqueio é então montado um Voigt (convolução de Gauss e Lorentz) perfil. O barulho dos diferentes lasers adicionar em quadratura. No caso de dois lasers equivalentes isto dá uma largura de linha equipada de √ (2) vezes a largura de linha do laser único. Se um laser está disponível com uma largura de linha conhecido significativamente menor do que o esperado a partir da ECDL e que está dentro da gama de sintonia do ECDL, em seguida, que podem ser utilizados em vez disso. Outro método vulgarmente utilizado para a medição da largura de linha é o auto técnica homodinas retardada 19,20, onde parte do feixe é enviado ao longo de uma linha de atraso óptico tal como uma fibra e, em seguida, misturado com um divisor de feixe com o laser. Esta técnica baseia-se no atraso de ser mais longo do que o comprimento de coerência do laser de medição. Isso funciona bem para lasers ruidosos, mas por um laser de 100 kHz linewidth o comprimento de coerência é de cerca de 3 km, que começa a tornar-se impraticável. Em alternativa, uma transição atómica numa célula de absorção saturada ou uma cavidade de Fabry-Perot, pode ser usado para fornecer uma referência de frequência de medição da largura de linha de laser. Neste sistema a frequência do laser terá de sentar-se em uma parcela linear de éter uma absorção saturada ou ressonância Fabry-Perot, em vez do que o permitido para fazer a varredura em freqüência. Ao medir o ruído do sinal em uma foto diodo e sabendo que a largura de linha de ressonância, o ruído de frequência pode ser encontrado. O limite inferior da limedição newidth é então limitado pelo declive da ressonância transmissão. A presença de modos de ordem mais elevadas de laser, podem ser controlados para olhando intensidade de ruído à frequência da gama espectral livre usando um analisador de espectro de RF ou por meio de um varrimento de Fabry-Perot, ou um analisador de espectro óptico com uma resolução melhor que o espectral livre alcance da ECDL. A gama de ajuste grosseiro pode ser medido pela medição da energia como uma função do comprimento de onda (utilizando um wavemeter, monocromador, ou analisador de espectro óptico) durante o ajuste do laser através dos seus limites usando a grade. O modo hop faixa de sintonia livre é geralmente medido usando uma varredura de Fabry-Perot cavidade onde a hop modo pode ser detectado como um salto descontínuo na freqüência.

<table><tbody><tr><td>Laser Diode&lt;br/&gt; (Rubidium, 780 nm)</td><td>Roithner</td><td>ADL-78901TX</td><td>Various wavelengths, powers, case sizes, and AR coatings are available (Thor Labs, Eagle Yard Photonics, Rothnier)</td></tr><tr><td>Diffraction Grating&lt;br/&gt; (Rubidium, 780 nm)</td><td>Newport</td><td>&lt;a href=&quot;http://search.newport.com/?q=*&amp;amp;x2=sku&amp;amp;q2=05HG1800-500-1&quot;&gt;05HG1800-500-1 &lt;/a&gt;</td><td>Holographic or rullered&lt;br/&gt; &amp;nbsp;(Optional blazing)&lt;br/&gt; (Thor Labs, Newport)</td></tr><tr><td>Viewing Card</td><td>Thor Labs</td><td>VRC5</td><td>Infrared viewing card</td></tr><tr><td>Diode&amp;nbsp; Lens</td><td>Thor Labs</td><td>C330TME-B</td><td>Coated for 780 nm</td></tr><tr><td>Glass Wedge</td><td>Thor Labs</td><td>PS814</td><td>10&amp;deg; wedge</td></tr><tr><td>1/2 Waveplate</td><td>Thor Labs</td><td>WPH10M-780</td><td>780 nm</td></tr><tr><td>1/4 Waveplate</td><td>Thor Labs</td><td>WPQ10M-780</td><td>780 nm</td></tr><tr><td>Rotation mounts</td><td>Thor Labs</td><td>RSP1C</td><td></td></tr><tr><td>PBS</td><td>Thor Labs</td><td>PBS252</td><td>780 nm</td></tr><tr><td>Isolator</td><td>Thor Labs</td><td>IO-5-780-HP</td><td></td></tr><tr><td>Vapor Cell</td><td>Thor Labs</td><td>&lt;a href=&quot;http://www.thorlabs.com/thorProduct.cfm?partNumber=GC25075-RB&quot;&gt;GC25075-RB&lt;/a&gt;</td><td>Rubidium&amp;nbsp;</td></tr><tr><td>Photo Detector</td><td>Moglabs</td><td>PDD-001-400-1100-&amp;lambda;</td><td></td></tr><tr><td>Scope</td><td>Tektronix</td><td>TDS1001B</td><td></td></tr><tr><td>Wavemeter</td><td>Yokogawa</td><td>AQ-6515A</td><td>We use an optical spectrum analyzer but a cheaper wavemeter would also be sufficient.</td></tr><tr><td>Electronic spectrum analyzer</td><td>Agilent</td><td>E4411B</td><td></td></tr><tr><td>IR Viewer</td><td>FJW Optical Systems Inc</td><td>84499A-5</td><td>Infrared viewer</td></tr></tbody></table>

construction and characterization of external cavity diode lasers for atomic physics

Desde o seu desenvolvimento no final de 1980, barato, lasers de diodo cavidade externos fiáveis ​​(ECDLs) substituíram corante tradicional complexo e caro e lasers de titânio safira como o laser de burro de carga de laboratórios de física atômica 1,2. Sua versatilidade e uso prolífico em todo física atômica em aplicações tais como espectroscopia de absorção e de laser de resfriamento de 1,2 torna imperativo para os alunos que chegam a ganhar uma compreensão prática firme destes lasers. Esta publicação se baseia no trabalho seminal de Wieman 3, atualizando componentes, e proporcionar um tutorial em vídeo. A configuração, fecho freqüência e desempenho caracterização de um ECDL serão descritas. Discussão de seleção de componentes e montagem adequada de ambos os diodos e grades, os fatores que afetam a seleção do modo de dentro da cavidade, o alinhamento adequado para feedback externo ideal, configuração óptica para medições sensíveis freqüência grosseiro e fino, um breve resumo do Locki a lasertécnicas Ng, e medições LineWidth a laser estão incluídos.

Há 5 etapas principais envolvidas no alinhamento, fecho freqüência e caracterizar a largura de linha da ECDL. Estes são: a obtenção de feedback da grade e usar isso para definir a freqüência ECDL grosseiro medido em uma wavemeter, observando-se a absorção de laser na célula de referência, ver a transição atômica com uma resolução em torno da largura de linha natural em uma configuração de espectroscopia de absorção saturada, a obtenção de um sinal de erro em torno da transição desejado e fecho a ele, e, finalmente, observando-se a nota de batida de dois lasers e medindo a largura de linha do laser. O primeiro passo é concluída com êxito, bastante trivial quando o comprimento de onda lida no wavemeter corresponde à transição atômica de interesse. Ao tentar conseguir absorção na célula de referência, fluorescência pode ser visto ao longo do percurso do feixe na célula com um visualizador de IR quando a transição é atingido. Se a ECDL está digitalizando a célula começa a piscar. Um sinal de absorção saturada pode ser difícil de detectar whe<html> n primeiro alinhamento, porque as linhas de transmissão podem ser muito pequeno em comparação com o pico de absorção de Doppler. Quando os picos, semelhante ao mostrado na Figura 4, pode ser visto, o sistema de absorção saturada está a funcionar correctamente. Ao ajustar os parâmetros de fase e de verificação de um sinal de erro semelhante ao mostrado na Figura 4 deve ser obtida. A fim de medir a largura de linha ECDL é necessário para obter um sinal de batimento entre dois feixes. Como os raios se tornam mais e mais se sobrepunham uma onda senoidal começarão a aparecer, como visto em um âmbito de um fotodetector. Manter alinhamento até que o contraste entre os nós e anti-nós é maior. Quando o sinal de batimento é então passada através de um analisador de espectro electrónico um sinal semelhante ao da Figura 6, deve ser visto. A largura de linha de laser pode ser medido a partir deste sinal. A instalação completa a óptica pode ser visto na Figura 1. <img alt="&lt;/ Html">&quot;Figura 1&quot; fo: content-width = &quot;5 polegadas&quot; fo: src = &quot;/ files/ftp_upload/51184/51184fig1highres.jpg&quot; src = &quot;/ files/ftp_upload/51184/51184fig1.jpg&quot; /&gt; .. Figura 1 configuração óptica completa Este é um exemplo de uma configuração óptica completa para o sistema ECDL discutido A:. Isto mostra a configuração de um Littrow ECDL. A percentagem, tipicamente 20-30%, do feixe incidente na grade é difractada em volta do díodo. O ângulo de difração e ângulo de reflexão são iguais. A grelha é montada numa fase de ajuste, que utiliza um piezo para controlar o ângulo de grade B:. O feixe do laser de diodo de saída é incidente sobre a grelha em ângulo θ com a ordem 0 reflectindo fora e a difracção de 1 a ordem a ser enviado de volta ao longo do caminho do feixe incidente. O comprimento de onda da luz difractada é dada por λ = 2 d sin (θ) na configuração Littrow C:. Posição, e orientação da óptica estáolator para reduzir o feedback indesejado para o diodo laser D:. O feixe de caixa de saída do laser passa através de um λ / 2 waveplate e PBS e está alinhado à wavemeter. A potência dos feixes reflectidos e transmitidos pode ser ajustada rodando o waveplate E:. Linha Largura utilizado para a experiência. Esta linha irá conter a maior parte do poder do laser de F:. Passe um feixe de referência igual ou superior a intensidade de saturação através de um PBS, λ / 4 waveplate, célula de gás de referência, e retro refleti-la de volta para a PBS. É importante que os dois feixes são bem sobrepostas para obter espectroscopia de saturação adequada. O waveplate vai garantir a polarização da luz no feixe reflectido retro vai ser rodado de 90 ° em relação ao feixe incidente que lhe permita sair da porta oposto do divisor de feixe. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/51184/51184fig1highres.jpg" target="_blank">clique aqui para ampliar imag</a>e. <img alt="Figura 2" fo:content-width="2in" src="/files/ftp_upload/51184/51184fig2highres.jpg" width="200" /> Circuito de proteção diodo Figura 2. Laser. Circuito de proteção Exemplo para a corrente de diodo laser. R1 e C 1 formam um circuito básico RC e irá filtrar o ruído de alta freqüência. D 1 e D 2 são Schottky e diodos Zener, respectivamente. O díodo de Schottky, que tem um tempo de resposta rápido, está no lugar para proteger contra tensões reversa, e o díodo Zener, que tem um tempo de resposta mais lenta, é concebido para permitir que a corrente passe se acima do diodos de laser tensão máxima de funcionamento, evitando assim danificar o diodo de laser. Os valores típicos para os componentes estarão R1 = 1 Ω, C 1 = 1 mF, D = 1 30 V, D 2 = 6 V. Os valores escolhidos para R1 e C1 vai limitar a largura de banda de modulação de corrente do díodo. Isto pode ser inferior aideal, se um sinal de erro é produzido através da modulação de corrente, em vez da modulação de Zeeman discutido. <img alt="Figura 3" fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51184/51184fig3highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51184/51184fig3.jpg" /> . Figura 3 Competindo modos num ECDL Verde:.. Largura da linha de ordem rede de difração ≈ 50 GHz, dependendo da grade sólida Vermelho: O modo de cavidade interna de um diodo de laser com uma largura de linha ≈ 10 MHz e faixa espectral livre ≈ 80 GHz . traço vermelho: A cavidade interna de um diodo com revestimento anti-reflexo. Estes diodos terá uma largura de linha na faixa de nm Azul:. Modos de cavidade externa com uma largura de linha de ≈ 500 kHz e uma faixa espectral livre de ≈ 5 GHz. A partir de uma cavidade externa de 3 cm de comprimento. Ajustar o ângulo de grade vai mudar o centro da curva verde e si<html> neamente mudar o comprimento da cavidade externa, por sua vez deslocando a curva azul também. Ajustamento da corrente do díodo e temperatura irá deslocar as curvas vermelhas. <img alt="Figura 4" fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51184/51184fig4highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51184/51184fig4.jpg" /> .. Espectroscopia de absorção saturada Figura 4 e sinal de erro correspondente para rubídio 87 curva inferior:. Picos de absorção saturadas no Doppler pico de absorção muito mais amplo formado a partir de espectroscopia Doppler livre. Curva superior: Erro de sinal para o sistema de absorção saturado correspondente. As etiquetas acima o sinal de erro correspondem ao transição atómica (F → F &#39;). jpg &quot;/&gt; Figura 5. Zeeman Coil. Bobina enrolado em uma célula de vapor de rubídio usado na modulação Zeeman. <img alt="Figura 6" fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51184/51184fig6highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51184/51184fig6.jpg" /> Figura 6. Largura de linha do laser. Sinal adquirido a partir de um analisador de espectro da nota batida formado por dois lasers semelhantes. A partir da figura, o batimento tem uma frequência de 206,24 MHz e uma largura de linha de 0,3 MHz, com um tempo de integração de 20 mseg. <table border="0" cellpadding="0" cellspacing="0" width="635"><colgroup><col /><col /><col /></colgroup><tbody><tr height="24"><td height="24" style="height:24px;width:237px;"> Controles atuais </td><td style="width:123px;"> Alcance </td><td style="width:275px;"> Ruído </td></tr><tr height="21"><td height = estilo &quot;21&quot; = &quot;height: 21px;&quot;&gt; Thor Labs: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC200CV </td><td> 0-20 mA </td><td> &lt;1 mA (10 Hz -10 MHz) </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC201CU </td><td> 0-100 mA </td><td> &lt;0,2 mA (10 Hz -10 MHz) </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC202C </td><td> 0-200 mA </td><td> &lt;1,5 mA (10 Hz -1 MHz) </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC205C </td><td> 0-500 mA </td><td> &lt;3 mA (10 Hz -1 MHz) </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> Moglabs: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DLC-202 </td><td> 0-200 mA </td><td> &lt;300 pA / √ Hz </td></tr><tr height="21"><td height="21" style= &quot;Height: 21px;&quot;&gt; DLC-252 </td><td> 0-250 mA </td><td> &lt;300 pA / √ Hz </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DLC-502 </td><td> 0-500 mA </td><td> &lt;300 pA / √ Hz </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> Stanford Research Systems: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC500 </td><td> 0-100 mA </td><td> &lt;0,9 mA RMS (10 Hz -1 MHz) </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC501 </td><td> 0-500 mA </td><td> &lt;4,5 mA RMS (10 Hz -1 MHz) </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> TOPTICA: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DCC 110/100 </td><td> 0-100 mA </td><td> 200 nA RMS (5 Hz-1 MHz) </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DCC 110/500 </td><td> 0-500 mA </td><td> 1 mA RMS (5 Hz-1 MHz) </td></tr><tr height="24"><td height="24" style="height:24px;"> Controladores de temperatura </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> Thor Labs: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> TED200C </td><td> -45 A 145 ° C </td><td> ± 2 mK </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> Moglabs: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DLC-202 </td><td> -40 A 50 ° C </td><td> ± 5 mK </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DLC-252 </td><td> -40 A 50 ° C </td><td> ± 5 mK </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DLC-502 </td><td> -40 A 50 ° C </td><td> ± 5 mK </td> &lt;/ Tr&gt; <tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> Stanford Research Systems: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC500 </td><td> -55 A 150 ° C </td><td> ± 2 mK </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> LDC501 </td><td> -55 A 150 ° C </td><td> ± 2 mK </td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> TOPTICA: </td><td></td><td></td></tr><tr height="21"><td height="21" style="height:21px;"> DTC 110 </td><td> 0-50 ° C </td><td> ± 2 mK </td></tr></tbody></table> Tabela 1. Corrente de diodo e controladores de temperatura. Diodo corrente e temperatura controladores Várias das empresas com suas escalas e níveis de ruído.

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Construction and Characterization of External Cavity Diode Lasers for Atomic Physics

Este é um papel de instrução para orientar a construção e diagnóstico de lasers de diodo externos cavidade (ECDLs), incluindo seleção de componentes e alinhamento óptico, bem como os princípios básicos da espectroscopia de referência de freqüência e largura de linha do laser medições para aplicações no campo da física atômica.

Construção e Caracterização de externas Cavity lasers de diodo para Física Atômica

Since their development in the late 1980s, cheap, reliable external cavity diode lasers (ECDLs) have replaced complex and expensive traditional dye and ...

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JoVE Journal

Engineering

27.5K visualizações.  The Australian National University.  Este é um papel de instrução para orientar a construção e diagnóstico de lasers de diodo externos cavidade (ECDLs), incluindo seleção de componentes e alinhamento óptico, bem como os princípios básicos da espectroscopia de referência de freqüência e largura de linha do laser medições para aplicações no campo da física atômica. 

Vídeo: Construction and Characterization of External Cavity Diode Lasers for Atomic Physics

Submillisecond Conformational Changes in Proteins Resolved by Photothermal Beam Deflection

Photothermal beam deflection together with photo-acoustic calorimetry and thermal grating belongs to the family of photothermal methods that monitor the time-profile volume and enthalpy changes of light induced conformational changes in proteins on microsecond to millisecond time-scales that are not accessible using traditional stop-flow instruments. In addition, since overall changes in volume and/or enthalpy are probed, these techniques can be applied to proteins and other biomacromolecules that lack a fluorophore and or a chromophore label. To monitor dynamics and energetics of structural changes associated with Ca2+ binding to calcium transducers, such neuronal calcium sensors, a caged calcium compound, DM-nitrophen, is employed to photo-trigger a fast (&#964; &#60; 20 &#956;sec) increase in free calcium concentration and the associated volume and enthalpy changes are probed using photothermal beam deflection technique.

Here we report an application of the photothermal beam deflection technique in combination with a caged calcium compound, DM-nitrophen, to monitor microsecond and millisecond dynamics and energetics of structural changes associated with the calcium association to a neuronal calcium sensor, Downstream Regulatory Element Antagonist Modulator.

Submillisecond alterações na conformação das proteínas resolvidas por Photothermal Boca deflexão

Photothermal beam deflection together with photo-acoustic calorimetry and thermal grating belongs to the family of photothermal methods that monitor the ...

Química

Construction of a High Resolution Microscope with Conventional and Holographic Optical Trapping Capabilities

High resolution microscope systems with optical traps allow for precise manipulation of various refractive objects, such as dielectric beads 1 or cellular organelles 2,3, as well as for high spatial and temporal resolution readout of their position relative to the center of the trap. The system described herein has one such "traditional" trap operating at 980 nm. It additionally provides a second optical trapping system that uses a commercially available holographic package to simultaneously create and manipulate complex trapping patterns in the field of view of the microscope 4,5 at a wavelength of 1,064 nm. The combination of the two systems allows for the manipulation of multiple refractive objects at the same time while simultaneously conducting high speed and high resolution measurements of motion and force production at nanometer and piconewton scale.

The system described herein employs a traditional optical trap as well as an independent holographic optical trapping line, capable of creating and manipulating multiple traps. This allows for the creation of complex geometric arrangements of refractive particles while also permitting simultaneous high-speed, high-resolution measurements of the activity of biological enzymes.

Construção de um microscópio de alta resolução com recursos de captura óptica convencional e holográfico

High resolution microscope systems with optical traps allow for precise manipulation of various refractive objects, such as dielectric beads 1 or cellular ...

Engenharia

Constructing a Low-budget Laser Axotomy System to Study Axon Regeneration in C. elegans

Laser axotomy followed by time-lapse microscopy is a sensitive assay for axon regeneration phenotypes in C. elegans1. The main difficulty of this assay is the perceived cost ($25-100K) and technical expertise required for implementing a laser ablation system2,3. However, solid-state pulse lasers of modest costs (&lt;$10K) can provide robust performance for laser ablation in transparent preparations where target axons are "close" to the tissue surface. Construction and alignment of a system can be accomplished in a day. The optical path provided by light from the focused condenser to the ablation laser provides a convenient alignment guide. An intermediate module with all optics removed can be dedicated to the ablation laser and assures that no optical elements need be moved during a laser ablation session. A dichroic in the intermediate module allows simultaneous imaging and laser ablation. Centering the laser beam to the outgoing beam from the focused microscope condenser lens guides the initial alignment of the system. A variety of lenses are used to condition and expand the laser beam to fill the back aperture of the chosen objective lens. Final alignment and testing is performed with a front surface mirrored glass slide target. Laser power is adjusted to give a minimum size ablation spot (&lt;1um). The ablation spot is centered with fine adjustments of the last kinematically mounted mirror to cross hairs fixed in the imaging window. Laser power for axotomy will be approximately 10X higher than needed for the minimum ablation spot on the target slide (this may vary with the target you use). Worms can be immobilized for laser axotomy and time-lapse imaging by mounting on agarose pads (or in microfluidic chambers4). Agarose pads are easily made with 10% agarose in balanced saline melted in a microwave. A drop of molten agarose is placed on a glass slide and flattened with another glass slide into a pad approximately 200 um thick (a single layer of time tape on adjacent slides is used as a spacer). A "Sharpie" cap is used to cut out a uniformed diameter circular pad of 13mm. Anesthetic (1ul Muscimol 20mM) and Microspheres (Chris Fang-Yen personal communication) (1ul 2.65% Polystyrene 0.1 um in water) are added to the center of the pad followed by 3-5 worms oriented so they are lying on their left sides. A glass coverslip is applied and then Vaseline is used to seal the coverslip and prevent evaporation of the sample.

Constructing a Low-budget Laser Axotomy System to Study Axon Regeneration in C. elegans

Laser axotomy followed by time-lapse imaging is a sensitive way to assay the effects of mutations in C. elegans on axon regeneration. A high quality, but inexpensive, laser ablation system can be easily added to most microscopes. Time lapse imaging over 15 hours requires careful immobilization of the worm.

Construção de um baixo orçamento Laser Sistema axotomia para estudar a regeneração do axônio em C. elegans</em

Laser axotomy followed by time-lapse microscopy is a sensitive assay for axon regeneration phenotypes in C. elegans1.  The main difficulty of this assay ...

Bioengenharia

Measurement and Analysis of Atomic Hydrogen and Diatomic Molecular AlO, C2, CN, and TiO Spectra Following Laser-induced Optical Breakdown

In this work, we present time-resolved measurements of atomic and diatomic spectra following laser-induced optical breakdown. A typical LIBS arrangement is used. Here we operate a Nd:YAG laser at a frequency of 10 Hz at the fundamental wavelength of 1,064 nm. The 14 nsec pulses with anenergy of 190 mJ/pulse are focused to a 50 &#181;m spot size to generate a plasma from optical breakdown or laser ablation in air. The microplasma is imaged onto the entrance slit of a 0.6 m spectrometer, and spectra are recorded using an 1,800 grooves/mm grating an intensified linear diode array and optical multichannel analyzer (OMA) or an ICCD. Of interest are Stark-broadened atomic lines of the hydrogen Balmer series to infer electron density. We also elaborate on temperature measurements from diatomic emission spectra of aluminum monoxide (AlO), carbon (C2), cyanogen (CN), and titanium monoxide (TiO).
The experimental procedures include wavelength and sensitivity calibrations. Analysis of the recorded molecular spectra is accomplished by the fitting of data with tabulated line strengths. Furthermore, Monte-Carlo type simulations are performed to estimate the error margins. Time-resolved measurements are essential for the transient plasma commonly encountered in LIBS.

Measurement and Analysis of Atomic Hydrogen and Diatomic Molecular AlO, C2, CN, and TiO Spectra Following Laser-induced Optical Breakdown

Time-resolved atomic and diatomic molecular species are measured using LIBS. The spectra are collected at various time delays following the generation of optical breakdown plasma with Nd:YAG laser radiation&#160;and are analyzed to infer electron density and temperature.

Medição e Análise de hidrogênio atômico e Diatomic AlO Molecular, C<sub&gt; 2</sub&gt;, CN, e TiO Spectra Following induzida por laser Breakdown Optical

In this work, we present time-resolved measurements of atomic and diatomic spectra following laser-induced optical breakdown. A typical LIBS arrangement ...

Characterizing Far-infrared Laser Emissions and the Measurement of Their Frequencies

The generation and subsequent measurement of far-infrared radiation has found numerous applications in high-resolution spectroscopy, radio astronomy, and Terahertz imaging. For about 45 years, the generation of coherent, far-infrared radiation has been accomplished using the optically pumped molecular laser. Once far-infrared laser radiation is detected, the frequencies of these laser emissions are measured using a three-laser heterodyne technique. With this technique, the unknown frequency from the optically pumped molecular laser is mixed with the difference frequency between two stabilized, infrared reference frequencies. These reference frequencies are generated by independent carbon dioxide lasers, each stabilized using the fluorescence signal from an external, low pressure reference cell. The resulting beat between the known and unknown laser frequencies is monitored by a metal-insulator-metal point contact diode detector whose output is observed on a spectrum analyzer. The beat frequency between these laser emissions is subsequently measured and combined with the known reference frequencies to extrapolate the unknown far-infrared laser frequency. The resulting one-sigma fractional uncertainty for laser frequencies measured with this technique is &#177; 5 parts in 107. Accurately determining the frequency of far-infrared laser emissions is critical as they are often used as a reference for other measurements, as in the high-resolution spectroscopic investigations of free radicals using laser magnetic resonance. As part of this investigation, difluoromethane, CH2F2, was used as the far-infrared laser medium. In all, eight far-infrared laser frequencies were measured for the first time with frequencies ranging from 0.359 to 1.273 THz. Three of these laser emissions were discovered during this investigation and are reported with their optimal operating pressure, polarization with respect to the CO2 pump laser, and strength.

We describe the generation of far-infrared radiation using an optically pumped molecular laser along with the measurement of their frequencies with heterodyne techniques. The experimental system and techniques are demonstrated using difluoromethane (CH2F2) as the laser medium whose results include three new laser emissions and eight measured laser frequencies.

A caracterização das emissões laser Far-infrared e da medição de suas frequências

The generation and subsequent measurement of far-infrared radiation has found numerous applications in high-resolution spectroscopy, radio astronomy, and ...

Direct Imaging of Laser-driven Ultrafast Molecular Rotation

We present a method for visualizing laser-induced, ultrafast molecular rotational wave packet dynamics. We have developed a new 2-dimensional Coulomb explosion imaging setup in which a hitherto-impractical camera angle is realized. In our imaging technique, diatomic molecules are irradiated with a circularly polarized strong laser pulse. The ejected atomic ions are accelerated perpendicularly to the laser propagation. The ions lying in the laser polarization plane are selected through the use of a mechanical slit and imaged with a high-throughput, 2-dimensional detector installed parallel to the polarization plane. Because a circularly polarized (isotropic) Coulomb exploding pulse is used, the observed angular distribution of the ejected ions directly corresponds to the squared rotational wave function at the time of the pulse irradiation. To create a real-time movie of molecular rotation, the present imaging technique is combined with a femtosecond pump-probe optical setup in which the pump pulses create unidirectionally rotating molecular ensembles. Due to the high image throughput of our detection system, the pump-probe experimental condition can be easily optimized by monitoring a real-time snapshot. As a result, the quality of the observed movie is sufficiently high for visualizing the detailed wave nature of motion. We also note that the present technique can be implemented in existing standard ion imaging setups, offering a new camera angle or viewpoint for the molecular systems without the need for extensive modification.

We present a protocol for creating a real-time movie of a molecular rotational wave packet using a high-resolution Coulomb explosion imaging setup.

Direct Imaging da Laser-driven Ultrafast rotação Molecular

We present a method for visualizing laser-induced, ultrafast molecular rotational wave packet dynamics. We have developed a new 2-dimensional Coulomb ...

Non-equilibrium Microwave Plasma for Efficient High Temperature Chemistry

A flowing microwave plasma based methodology for converting electric energy into internal and/or translational modes of stable molecules with the purpose of efficiently driving non-equilibrium chemistry is discussed. The advantage of a flowing plasma reactor is that continuous chemical processes can be driven with the flexibility of startup times in the seconds timescale. The plasma approach is generically suitable for conversion/activation of stable molecules such as CO2, N2 and CH4. Here the reduction of CO2 to CO is used as a model system: the complementary diagnostics illustrate how a baseline thermodynamic equilibrium conversion can be exceeded by the intrinsic non-equilibrium from high vibrational excitation. Laser (Rayleigh) scattering is used to measure the reactor temperature and Fourier Transform Infrared Spectroscopy (FTIR) to characterize in situ internal (vibrational) excitation as well as the effluent composition to monitor conversion and selectivity.

This article describes a flowing microwave reactor that is used to drive efficient non-equilibrium chemistry for the application of conversion/activation of stable molecules such as CO2, N2 and CH4. The goal of the procedure described here is to measure the in situ gas temperature and gas conversion.

Plasma de microondas sem equilíbrio para química de alta temperatura eficiente

A flowing microwave plasma based methodology for converting electric energy into internal and/or translational modes of stable molecules with the purpose ...

Cooling an Optically Trapped Ultracold Fermi Gas by Periodical Driving

We present a cooling method for a cold Fermi gas by parametrically driving atomic motions in a crossed-beam optical dipole trap (ODT). Our method employs the anharmonicity of the ODT, in which the hotter atoms at the edge of the trap feel the anharmonic components of the trapping potential, while the colder atoms in the center of the trap feel the harmonic one. By modulating the trap depth with frequencies that are resonant with the anharmonic components, we selectively excite the hotter atoms out of the trap while keeping the colder atoms in the trap, generating parametric cooling. This experimental protocol starts with a magneto-optical trap (MOT) that is loaded by a Zeeman slower. The precooled atoms in the MOT are then transferred to an ODT, and a bias magnetic field is applied to create an interacting Fermi gas. We then lower the trapping potential to prepare a cold Fermi gas near the degenerate temperature. After that, we sweep the magnetic field to the noninteracting regime of the Fermi gas, in which the parametric cooling can be manifested by modulating the intensity of the optical trapping beams. We find that the parametric cooling effect strongly depends on the modulation frequencies and amplitudes. With the optimized frequency and amplitude, we measure the dependence of the cloud energy on the modulation time. We observe that the cloud energy is changed in an anisotropic way, where the energy of the axial direction is significantly reduced by parametric driving. The cooling effect is limited to the axial direction because the dominant anharmonicity of the crossed-beam ODT is along the axial direction. Finally, we propose to extend this protocol for the trapping potentials of large anharmonicity in all directions, which provides a promising scheme for cooling quantum gases using external driving.

We present a parametric driving method to cool an ultracold Fermi gas in a crossed-beam optical dipole trap. This method selectively removes high-energy atoms from the trap by periodically modulating the trap depth with frequencies that are resonant with the anharmonic components of the trapping potential.

Arrefecimento um ultracold Fermi Gas opticamente Preso por condução Periódico

We present a cooling method for a cold Fermi gas by parametrically driving atomic motions in a crossed-beam optical dipole trap (ODT). Our method employs ...

Resonance Fluorescence of an InGaAs Quantum Dot in a Planar Cavity Using Orthogonal Excitation and Detection

The ability to perform simultaneous resonant excitation and fluorescence detection is important for quantum optical measurements of quantum dots (QDs). Resonant excitation without fluorescence detection &#8211; for example, a differential transmission measurement &#8211; can determine some properties of the emitting system, but does not allow applications or measurements based on the emitted photons. For example, the measurement of photon correlations, observation of the Mollow triplet, and realization of single photon sources all require collection of the fluorescence. Incoherent excitation with fluorescence detection &#8211; for example, above band-gap excitation &#8211; can be used to create single photon sources, but the disturbance of the environment due to the excitation reduces the indistinguishability of the photons. Single photon sources based on QDs will have to be resonantly excited to have high photon indistinguishability, and simultaneous collection of the photons will be necessary to make use of them. We demonstrate a method to resonantly excite a single QD embedded in a planar cavity by coupling the excitation beam into this cavity from the cleaved face of the sample while collecting the fluorescence along the sample&#39;s surface normal direction. By carefully matching the excitation beam to the waveguide mode of the cavity, the excitation light can couple into the cavity and interact with the QD. The scattered photons can couple to the Fabry-Perot mode of the cavity and escape in the surface normal direction. This method allows complete freedom in the detection polarization, but the excitation polarization is restricted by the propagation direction of the excitation beam. The fluorescence from the wetting layer provides a guide to align the collection path with respect to the excitation beam. The orthogonality of the excitation and detection modes enables resonant excitation of a single QD with negligible laser scattering background.

Resonant excitation of a single self-assembled quantum dot can be achieved using an excitation mode orthogonal to the fluorescence collection mode. We demonstrate a method using the waveguide and Fabry-Perot modes of a planar microcavity surrounding the quantum dots. The method allows complete freedom in the detection polarization.

Fluorescência de ressonância de um ponto de InGaAs quântica em uma cavidade Planar usando deteção e excitação ortogonal

The ability to perform simultaneous resonant excitation and fluorescence detection is important for quantum optical measurements of quantum dots (QDs). ...

20 mJ, 1 ps Yb:YAG Thin-disk Regenerative Amplifier

This is a report on a 100 W, 20 mJ, 1 ps Yb:YAG thin-disk regenerative amplifier. A homemade Yb:YAG thin-disk, Kerr-lens mode-locked oscillator with turn-key performance and microjoule-level pulse energy is used to seed the regenerative chirped-pulse amplifier. The amplifier is placed in airtight housing. It operates at room temperature and exhibits stable operation at a 5 kHz repetition rate, with a pulse-to-pulse stability less than 1%. By employing a 1.5 mm-thick beta barium borate crystal, the frequency of the laser output is doubled to 515 nm, with an average power of 70 W, which corresponds to an optical-to-optical efficiency of 70%. This superior performance makes the system an attractive pump source for optical parametric chirped-pulse amplifiers in the near-infrared and mid-infrared spectral range. Combining the turn-key performance and the superior stability of the regenerative amplifier, the system facilitates the generation of a broadband, CEP-stable seed. Providing the seed and pump of the optical parametric chirped-pulse amplification (OPCPA) from one laser source eliminates the demand of active temporal synchronization between these pulses. This work presents a detailed guide to set up and operate a Yb:YAG thin-disk regenerative amplifier, based on chirped-pulse amplification (CPA), as a pump source for an optical parametric chirped-pulse amplifier.

A protocol for the operation of a high-energy, high-power optical parametric chirped pulse amplifier pump source based on an Yb:YAG thin-disk regenerative amplifier is presented here.

20 mJ, 1 ps Yb: amplificador regenerativo de disco fino YAG

This is a report on a 100 W, 20 mJ, 1 ps Yb:YAG thin-disk regenerative amplifier. A homemade Yb:YAG thin-disk, Kerr-lens mode-locked oscillator with ...

Construção e Caracterização de externas Cavity lasers de diodo para Física Atômica

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