Gracias por visitar nature.com.Está utilizando una versión de navegador con soporte limitado para CSS.Para obtener la mejor experiencia, le recomendamos que utilice un navegador más actualizado (o desactive el modo de compatibilidad en Internet Explorer).Mientras tanto, para garantizar un soporte continuo, mostramos el sitio sin estilos ni JavaScript.Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 20624 (2022) Citar este artículoLos relojes atómicos modernos basados ​​en la interrogación de transiciones atómicas en las regiones ópticas requieren múltiples láseres a diferentes longitudes de onda para producir iones atómicos, atrapar y enfriar con láser átomos neutros o iones atómicos.Para lograr la máxima eficiencia para el enfriamiento del láser o cualquier otra transición atómica, las frecuencias de cada uno de los láseres involucrados deben estabilizarse mitigando sus desviaciones o fluctuaciones debido a la variación de la temperatura ambiente u otro tipo de perturbaciones.El presente artículo describe la estabilización de frecuencia simultánea de varios láseres, necesarios para la producción y el enfriamiento del láser de iones de iterbio (171Yb), a una frecuencia de transición de referencia de átomos de rubidio (Rb).En esta técnica, un láser de diodo que opera a ~ 780 nm se estabiliza en frecuencia a uno de los picos de absorción sin ensanchamiento Doppler de átomos de rubidio (85Rb) y luego se usa como frecuencia de referencia para calibrar un medidor de longitud de onda y la subsiguiente estabilización de frecuencia simultánea de cuatro láseres que operan a diferentes longitudes de onda.La estabilización de frecuencia de los láseres es un requisito previo para todo tipo de experimentos relacionados con el enfriamiento por láser de átomos o iones atómicos.La estabilización de frecuencia láser o el bloqueo de frecuencia también es un requisito esencial para los experimentos de precisión1,2,3,4, por ejemplo, estándares de frecuencia óptica o reloj óptico basado en la interrogación de transiciones atómicas ultraestrechas, lo que requiere un número múltiple de frecuencias láser estables.Reloj atómico óptico, realizado a través de la interrogación de una transición de cuadrupolo {4f14 6 s 2S1/2|F = 0, mF = 0 > →4f145D 2D3/2|F = 2, mF = 0 >} de un solo ion de iterbio atrapado (171Yb+ ) a 435 nm, requiere hasta cuatro láseres de ancho de línea estrecho (~ 23 MHz)5 y láseres estables a longitudes de onda de alrededor de 399 nm, 369,5 nm, 935 nm y 760 nm, respectivamente, para sondear las transiciones relacionadas con la fotoionización, el enfriamiento del láser6,7 de iterbio (171Yb+) iones y rebombeo de los estados metaestables de los iones5,8,9.Un experimento tan avanzado exige una regulación exacta y precisa de todos sus componentes, por lo tanto, todos los láseres necesarios deben tener una frecuencia estabilizada para que las transiciones deseadas se prueben con precisión y eficacia.Se están utilizando varias técnicas para el bloqueo o la estabilización de la frecuencia del láser, por ejemplo, el bloqueo de la frecuencia de salida del láser en una cavidad Fabry-Parrot altamente estable utilizando la técnica de Pound-Drever-Hall10,11, otra técnica comúnmente utilizada es el bloqueo del láser en una referencia atómica. frecuencia de transición en su pico de transición libre de ensanchamiento Doppler12,13,14 y ahora también se utilizan medidores de longitud de onda15,16,17 en diferentes experimentos de precisión.La elección de una técnica de bloqueo depende de la demanda experimental del nivel de precisión.Por ejemplo, los experimentos relacionados con la espectroscopia de precisión o la metrología de alta precisión exigen inestabilidades de frecuencia relativa18 mejores que 10−15, mientras que otros experimentos, como la espectroscopia atómica o el enfriamiento de átomos, se pueden realizar con frecuencias láser que tienen inestabilidades a corto plazo ≤ 10−10.El ion de iterbio enfriado por láser (171Yb+) ofrece dos transiciones de reloj ultraestrechas en el dominio óptico, es decir, una transición de cuadrupolo a 435 nm y una transición de octapolo a 467 nm con un ancho de línea natural de 3 Hz y 3 nHz respectivamente18,19.La estabilización de la frecuencia del láser de reloj, para probar esas transiciones ultraestrechas, requiere un esfuerzo tremendo para generar una frecuencia de ancho de línea ultraestable y ultraestrecha utilizando la cavidad1,20,21,22 de expansión ultra baja (ULE) y un servocontrolador rápido.Las transiciones atómicas utilizadas para la producción de iones de iterbio a través de la fotoionización, el enfriamiento de iones por láser y el rebombeo de los estados metaestables de los iones tienen un ancho de línea natural típico de decenas de MHz y, por lo tanto, las frecuencias de esos láseres deben estabilizarse dentro del mismo rango, es decir , unas pocas decenas de MHz para los fines anteriores5.El presente artículo informa sobre la estabilización de frecuencia simultánea y a largo plazo de cuatro láseres diferentes, utilizados para la producción y el enfriamiento del láser de iones de iterbio, a través de un medidor de longitud de onda.Para medir las frecuencias absolutas del láser, el medidor de longitud de onda se calibra con respecto a un pico de absorción libre de ensanchamiento Doppler de átomos de Rb23.Los espectros de absorción libre de ensanchamiento Doppler de los átomos de Rb se registran mediante espectroscopía de absorción saturada (SAS) a través de una celda de vapor de Rb mantenida a temperatura ambiente.Una de las ventajas clave de la técnica de estabilización de frecuencia láser basada en medidor de longitud de onda es que permite el bloqueo simultáneo de varios láseres con una región de longitud de onda amplia.En el experimento se utilizó un medidor de longitud de onda (WS-7, Highfiness) junto con un interruptor multicanal para medir y estabilizar las frecuencias del láser.Este medidor de longitud de onda consta de una unidad óptica acoplada a fibra basada en el interferómetro de Fizeau que crea patrones de interferencia y es capaz de cubrir una amplia gama de longitudes de onda, es decir, 350–1120 nm.Los patrones de interferencia generados dentro del medidor de longitud de onda luego son detectados por dos conjuntos de dispositivos de carga acoplada (CCD) y se estiman las frecuencias del láser, con una precisión de medición absoluta de 60 MHz, en comparación con un patrón de referencia interno almacenado.Inicialmente, se usa una lámpara de neón incorporada en el medidor de longitud de onda para calibrar el medidor de longitud de onda y se usa un interruptor de fibra multicanal para la medición simultánea de múltiples frecuencias de salida de láser.La salida analógica de un regulador proporcional-integral-derivativo (PID) se utiliza para el bloqueo de frecuencia simultáneo para todos estos láseres.La lámpara de neón no se puede utilizar continuamente como referencia para la calibración de frecuencia porque tiene una vida útil limitada y el medidor de longitud de onda se recalibra en un intervalo de tiempo regular.Pero durante este período de calibración, el medidor de longitud de onda deja de medir longitudes de onda durante cierto tiempo.Para lograr la mayor precisión posible y la estabilidad a largo plazo en la medición de frecuencia, el medidor de longitud de onda debe volver a calibrarse en intervalos de tiempo regulares y eventualmente introduce un error en la medición de frecuencia absoluta durante el período de recalibración.Para superar esta deficiencia, el medidor de longitud de onda se ha calibrado y estabilizado mediante una referencia continua y estable, de modo que se pueda utilizar de forma ininterrumpida durante un período de tiempo más prolongado, evitando recalibraciones múltiples.En nuestro experimento, hemos calibrado el medidor de longitud de onda a una frecuencia de transición de rubidio atómico utilizando la técnica SAS23,24,25,26,27 sin Doppler.En los experimentos actuales, se utilizó una transición atómica de 85Rb con una longitud de onda absoluta de 780,24392 nm como referencia para calibrar el medidor de longitud de onda y el diagrama esquemático de la configuración experimental se presentó en la Fig. 1. Un láser de diodo de cavidad extendida sintonizable (ECDL ), que opera a ~ 780 nm, se utiliza para registrar los espectros de absorción de los átomos de Rb.La luz del láser se acopla al medidor de longitud de onda a través de una fibra óptica monomodo y luego se colima con un espejo, antes de ingresar a los interferómetros de estado sólido de Fizeau.Como se muestra en la Fig. 1, la salida del láser se divide primero en dos partes usando un divisor de haz 90:10 y la parte más débil del haz láser se lleva al medidor de longitud de onda a través del interruptor multicanal.La parte más potente del láser se utiliza para el experimento, es decir, para registrar los espectros de absorción libre de ampliación Doppler de los átomos de Rb.El rayo láser pasa a través de una placa de cuarto de onda ( λ/4) seguido de un divisor de rayo polarizador (PBS) y luego divide el rayo en dos partes, es decir, los rayos de la bomba y la sonda.El eje óptico de las placas de cuarto de onda gira de tal manera que uno de los haces se convierte en un haz de bombeo de alta intensidad (~ 1 mW) y pasa a través de la celda de vapor Rb.La parte más débil del haz (~ 0,1 mW) se utiliza como haz de prueba y pasa a través de la celda de vapor Rb desde el otro extremo, es decir, en dirección contraria al haz de la bomba.El espectro SAS se registra detectando el haz de la sonda en un fotodiodo (APD430A/M, Thorlabs) y luego la señal se conecta a un controlador PID (DigiLock 110, Toptica) y el láser se bloquea en una de las transiciones atómicas de Rb y esta señal de láser bloqueada se utiliza como señal de referencia para el medidor de longitud de onda.Representación esquemática de la configuración experimental para el bloqueo láser mediante espectroscopia de absorción saturada (SAS).Aquí, BS: divisor de haz 90:10, W1 y W2: placas de cuarto de onda, PBS1 y PBS2: divisores de haz polarizadores, VC: celda de vapor Rb, M1, M2, M3 y M4: espejos, M5: espejo cilíndrico, PD —fotodiodo, MS—interruptor multicanal, C—acoplador de fibra, F—interferómetro de Fizeau, CCD—dispositivos acoplados cargados.El bloqueo por láser es una técnica útil para estabilizar la frecuencia de salida del láser con respecto a una frecuencia de transición de referencia28 y muy utilizada en los experimentos de precisión.Fijar un láser a un pico de referencia particular requiere un control de retroalimentación en términos de una señal de error, que es proporcional al desplazamiento o desafinación de la frecuencia de su valor deseado, es decir, la frecuencia de referencia.La señal de error se retroalimenta al controlador láser para sintonizar su frecuencia de salida.Cuando un rayo láser pasa a través de una celda de vapor atómico y su frecuencia se escanea alrededor de las frecuencias de absorción de resonancia, se observa un patrón de absorción específico debido a la interacción láser-átomo.Pero debido a los movimientos térmicos de los átomos dentro de la celda de vapor, se produce el ensanchamiento Doppler y da como resultado espectros de absorción de frecuencia ampliada, mucho más amplios que el ancho de línea natural.Consideremos un grupo de átomos que tienen un componente de velocidad lineal vx a lo largo de la dirección de propagación de los rayos láser que se propagan en sentido contrario, es decir, haces de bomba y sonda.Cuando los haces de la bomba y la sonda interactúan con ese grupo de átomos, la frecuencia de absorción resonante cambiará debido al efecto Doppler y el cambio Doppler depende de la velocidad relativa de esos átomos con respecto a los rayos láser, se puede expresar comodonde ν0 es la frecuencia de resonancia para los átomos en reposo, es decir, los átomos no tienen componente de velocidad a lo largo de la dirección de propagación de los rayos láser, c es la velocidad de la luz y ν es la frecuencia de resonancia con desplazamiento Doppler.Para minimizar la ampliación Doppler de los espectros de absorción, se utiliza la técnica de espectroscopia de absorción saturada (SAS) en la que un haz láser de alta intensidad contrapropagante, denominado haz de bomba y haz de sonda de baja intensidad, pasa a través de la celda de vapor en una configuración de contrapropagación.El ancho de línea de estos espectros de absorción saturados es mucho más estrecho que el espectro de absorción Doppler ampliado.El ancho de los espectros de absorción libres de ensanchamiento Doppler, es decir, los espectros de absorción saturados, depende del ancho de línea natural de esa transición atómica.El ancho del espectro SAS también depende de la potencia del rayo láser incidente y se amplía linealmente con el aumento de la potencia del láser.Por lo tanto, el ancho de línea de los espectros SAS también se puede optimizar reduciendo la potencia del rayo láser.Por lo general, los espectros de absorción ampliados de Doppler tienen un ancho de línea de cientos de MHz, pero para los espectros SAS, los anchos de línea se logran dentro de las decenas de MHz.Por lo tanto, la salida de cualquier láser se puede estabilizar o bloquear en el pico de una señal SAS de referencia.En el presente estudio, se eligió la celda de vapor de Rb para generar la señal SAS, ya que Rb existe en estado de vapor a temperatura ambiente y no se requiere calentamiento adicional.Además, el Rb atómico proporciona muchas frecuencias de transición estrechamente espaciadas en el dominio óptico y eventualmente proporciona un número múltiple de frecuencias de transición SAS23,29,30,31 sin ensanchamiento Doppler en un amplio rango de longitud de onda.Los átomos de Rb naturales tienen dos isótopos con una abundancia relativa del 72 % para el 85Rb y del 28 % para el 87Rb.En la configuración experimental actual, se probaron las transiciones hiperfinas D2 (5S1/2–5P3/2) de los átomos de Rb a ~ 780 nm para obtener picos SAS libres de ensanchamiento Doppler.La Figura 2a representa los espectros de absorción con los picos de SAS para 87Rb (Fg = 1, 2) y 85Rb (Fg = 2, 3).En nuestro experimento estamos usando 85Rb que tiene transiciones hiperfinas Fg = 3 a Fe = 4, Fg = 3 a Fe = CO34 (pico de cruce de Fe = 3 y Fe = 4) y Fg = 3 a Fe = CO24 (pico de cruce de Fe = 2 y Fe = 4) con anchos de línea correspondientes de 13,73 MHz, 20,75 MHz y 21,83 MHz respectivamente.Nuestros anchos de línea medidos como se menciona en la Tabla 1 están en buen acuerdo con los valores medidos e informados anteriormente29,32.Uno de los picos SAS modulados de 85Rb, correspondiente a la transición Fg = 3 a Fe = CO34 a 780.24392 nm (que se muestra en la Fig. 2b) se ha utilizado para bloquear la frecuencia del láser a través de un controlador de retroalimentación.(a) Doppler ensanchando espectros de absorción saturada libre (SAS) para la transición D2 de átomos de 87Rb y 85Rb (fuerza de la señal del eje y (au). (b) Picos de SAS libres de ensanchamiento Doppler (línea roja) para transiciones hiperfinas Fg = 3 a Fe = 4, Fg = 3 a Fe = CO34 (pico de cruce de Fe = 3 y Fe = 4) y Fg = 3 a Fe = CO24 (pico de cruce de Fe = 2 y Fe = 4) de 85Rb y su derivada de primer orden como señal de error (azul), el pico correspondiente Fg = 3 a la transición Fe = CO34 (υ = 384,229149 THz) se ha utilizado como señal de referencia para calibrar y bloquear el medidor de longitud de onda (c) Variación de longitud de onda de un láser estabilizado en frecuencia, mientras que el medidor de longitud de onda utiliza una lámpara de neón incorporada como referencia de calibración.(d) Variación de longitud de onda de un láser de frecuencia estabilizada, mientras que el medidor de longitud de onda está calibrado al pico SAS de 85Rb.La Figura 2b muestra los picos SAS y su señal diferencial de primer orden generada por el controlador PID y esta señal diferencial se usa como la señal de error correspondiente para bloquear el láser en un pico SAS específico.La señal diferencial correspondiente a un pico SAS representa el punto cero en la señal de error y ambos lados de los puntos cero tienen signo opuesto en la señal de error.En esta señal de error (con frecuencia de modulación de 3,97 kHz y amplitud de 0,119 VPP), las pendientes negativa y positiva definen el punto más bajo y más alto de las frecuencias de bloqueo y el punto cero de la señal de error se ha utilizado como referencia para la calibración de el medidor de longitud de onda.Con el fin de demostrar las ventajas o los beneficios de calibrar el medidor de longitud de onda a un pico SAS de referencia en comparación con la lámpara de neón incorporada, la frecuencia del láser estabilizado en frecuencia se ha registrado durante un período muy largo al calibrar el medidor de longitud de onda con la lámpara de neón y el pico SAS de Rb atómico respectivamente.La figura 2c demuestra la estabilidad de frecuencia de la salida medida del láser que opera a ~ 760 nm y está bloqueado en el medidor de longitud de onda, mientras que el medidor de longitud de onda está calibrado con la lámpara de neón incorporada.Como es evidente en la Fig. 2c, el medidor de longitud de onda necesita una recalibración en poco tiempo para garantizar que los láseres permanezcan bloqueados en el valor deseado, ya que la lámpara de neón no está encendida continuamente.Durante el período de recalibración, la medición del medidor de longitud de onda se detiene y el láser comienza a desviarse de su frecuencia operativa.La frecuencia de salida muestra una gran fluctuación durante el período de su calibración y ocurre en intervalos regulares, lo cual es bastante perturbador e inaceptable para muchos de los experimentos de precisión como la captura de átomos a través de trampas magnetoópticas (MOT) o el enfriamiento por láser de átomos y átomos. ionesEl problema discutido anteriormente con respecto a la recalibración del medidor de longitud de onda con la lámpara de neón a intervalos regulares se puede resolver utilizando un pico SAS de átomos de Rb como referencia de calibración en lugar de la lámpara de neón.Como los picos SAS de referencia de los átomos de Rb son muy estables e insensibles a las perturbaciones atmosféricas, es capaz de bloquear las salidas del láser de manera muy eficiente durante un tiempo muy largo.El pico SAS se utiliza como una fuente continua para la calibración y no requiere una recalibración múltiple del medidor de longitud de onda.La Figura 2c,d muestra la desviación de la longitud de onda y sus fluctuaciones de la salida de un láser de frecuencia estabilizada, mientras que el medidor de longitud de onda está calibrado con la lámpara de neón incorporada y el pico SAS de los átomos de Rb, respectivamente.Se ha observado que calibrar el medidor de longitud de onda con el pico SAS de los átomos de Rb es bastante ventajoso ya que proporciona una muy buena estabilidad a largo plazo.Para estimar la estabilidad a corto plazo de la frecuencia de salida del láser bloqueado, se ha realizado la transformada rápida de Fourier (FFT) para las señales de error correspondientes a diferentes picos SAS de átomos de Rb.La densidad espectral de voltaje de los pisos de ruido del analizador de espectro junto con los picos de SAS se presenta en la Fig. 3. La densidad de ruido respectiva de los picos de SAS que tienen transiciones hiperfinas Fg = 3 a Fe = CO24 (pico de cruce de Fe = 2 y Fe = 4), Fg = 3 a Fe = CO34 (pico de cruce de Fe = 3 y Fe = 4) y Fg = 3 a Fe = 4 se estiman en 0,23 μv/Hz1/2, 0,21 μv/Hz1/2 y 0.14 μv/Hz1/2@2 kHz respectivamente, como se presenta en la Fig. 3.Densidad espectral de voltaje del piso de ruido del analizador de espectro (negro) y señales de error generadas a través de los picos SAS correspondientes a las transiciones hiperfinas Fg = 3 a Fe = 4 (Pico 1—rojo), Fg = 3 a Fe = CO34 (Pico 2 —azul) y Fg = 3 a Fe = CO24 (Pico 3—púrpura).Después de calibrar y estabilizar el medidor de longitud de onda con el pico SAS de los átomos de Rb, se bloquearon cuatro láseres que operan a diferentes longitudes de onda usando el controlador PID del medidor de longitud de onda.Las longitudes de onda operativas de esos cuatro láseres son ~ 399 nm 369 nm (generadas a partir de la señal generada por el segundo armónico del láser de 739 nm), 935 nm y 760 nm y se utilizan en un experimento para la producción y el enfriamiento del láser de iones 171Yb+.A través del medidor de longitud de onda calibrado, los cuatro láseres se bloquearon simultáneamente en su respectiva longitud de onda durante un período de 15 h.La Figura 4 muestra la deriva de las longitudes de onda y sus fluctuaciones para los cuatro láseres estabilizados de frecuencia, los histogramas correspondientes en el lado derecho muestran la distribución de las desviaciones de la frecuencia de salida del láser de sus frecuencias centrales con FWHM 15,02 MHz para 399 nm, 1,46 MHz para Láser de 739 nm, 2,42 MHz para láser de 760 nm y 0,87 MHz para láser de 935 nm.Los resultados anteriores muestran que la estabilidad y el ancho de línea de los cuatro láseres diferentes se mantienen dentro del límite requerido para usarlos de manera eficiente en el experimento de producción y enfriamiento del láser de iones 171Yb+ dentro de una trampa de iones de radiofrecuencia.Fluctuaciones de frecuencia relativa de los láseres de frecuencia estabilizada que operan a ~ (a) 399 nm, (b) 739 nm, (c) 760 nm y (d) 935 nm respectivamente.Los histogramas correspondientes (gaussianos) muestran la distribución de las compensaciones de frecuencia con respecto a las frecuencias centrales de cada láser.Se ha presentado un método simple y efectivo para la estabilización de frecuencia de múltiples láseres utilizando un medidor de longitud de onda.El medidor de longitud de onda está calibrado a una transición atómica D2 libre de ensanchamiento Doppler de 85Rb mediante espectroscopia de absorción saturada, en lugar de calibrarlo a la lámpara de neón incorporada.El pico SAS del rubidio atómico como referencia externa permite que el medidor de longitud de onda realice una medición ininterrumpida durante un período de tiempo muy largo y, en consecuencia, se logre una estabilidad de frecuencia a largo plazo para las salidas del láser.Se ha estabilizado la frecuencia de cuatro láseres de diferentes longitudes de onda a través del medidor de longitud de onda durante más de diez horas y todos ellos proporcionan una excelente estabilidad de frecuencia con una desviación de 0,013 (8) kHz/h estimada midiendo el desplazamiento de la frecuencia media del láser sobre un largo período de tiempo y anchos de línea de 15,02 MHz para láser de 399 nm, 1,46 MHz para láser de 739 nm, 2,42 MHz para láser de 760 nm y 0,87 MHz para láser de 935 nm.Los conjuntos de datos generados y analizados durante el estudio actual están disponibles en https://data.mendeley.com/datasets/9d3zxwyztm.Jiang, YY et al.Hacer que los relojes atómicos ópticos sean más estables con estabilización láser de 10 a 16 niveles.Nat.Fotónica 2011(5), 158–161 (2011).Streed, EW, Weinhold, TJ y Kielpinski, D. Estabilización de frecuencia de un láser ultravioleta a iones en una descarga.aplicaciónfísicaLetón.93, 071103 (2008).Rovera, GD, Santarelli, G. & Clairon, A. Un sistema de diodo láser estabilizado en la línea Cesium D2.Rev. Sci.instrumento65, 1502 (1994).Udem, T., Holzwarth, R. & Hänsch, TW Metrología de frecuencia óptica.Naturaleza 416, 233–237 (2002).Artículo CAS PubMed Google AcadémicoChepurov, SV et al.Patrón de frecuencia óptica con ion único de iterbio.J. física.Conf.Ser.793, 66 (2017).Zalivako, I. et al.Medición de longitud de onda mejorada de transiciones 2s1/2 → 2p1/2 y 2d3/2 → 3[3/2]1/2 en yb +.J. Russ.Resolución láser.40, 66 (2019).Phillips, WD Enfriamiento por láser y atrapamiento de átomos neutros.Rev.Mod.física70, 721 (1998).Sharma, L. et al.Relojes atómicos ópticos para redefinir las unidades SI de tiempo y frecuencia.Mapan J. Metrol.Soc.India 35, 531–545 (2020).Rapol, UD, Krishna, A., Wasan, A. y Natarajan, V. THE European Physical Journal D Enfriamiento por láser y captura de Yb de una fuente térmica.EUR.físicaJD 29, 409–414 (2004).Lee, SK, Han, BW y Cho, D. Sistema automático para volver a bloquear una frecuencia láser en una cavidad de Fabry-Perot.Rev. Sci.instrumento76, 026101 (2005).Black, ED Una introducción a la estabilización de frecuencia láser Pound-Drever-Hall.Soy.J. física.69, 79–87 (2001).Preston, DW Absorción saturada sin Doppler: espectroscopia láser.Soy.J. física.64, 1432 (1998).Debs, JE, Robins, NP, Lance, A., Kruger, MB y Close, JD Bloqueo piezoeléctrico de un láser de diodo con espectroscopia de absorción saturada.aplicaciónOptar.47(28), 5163–5166 (2008).Artículo CAS PubMed Google AcadémicoSarkisyan, D. et al.Revisión de la espectroscopia de absorción saturada: transiciones atómicas en campos magnéticos fuertes (> 20 mT) con una celda micrométricamente delgada.Optar.Letón.39(8), 2270–2273 (2014).Saleh, K., Millo, J., Didier, A., Kersalé, Y. & Lacroûte, C. Estabilidad de frecuencia de un medidor de longitud de onda y aplicaciones a la estabilización de frecuencia láser.aplicaciónOptar.54, 9446 (2015).Kobtsev, S., Kandrushin, S. & Potekhin, A. Estabilización de frecuencia a largo plazo de un láser sintonizable de onda continua con la ayuda de un medidor de longitud de onda de precisión.aplicaciónOptar.46(23), 5840–5843 (2007).Artículo CAS PubMed Google AcadémicoMetzger, NK et al.Aprovechamiento de motas para un medidor de ondas de banda ancha con resolución subfemtómetro y estabilización láser.Nat.comúnhttps://doi.org/10.1038/ncomms15610 (2017).Artículo PubMed PubMed Central Google AcadémicoJin, L. et al.Inestabilidad de frecuencia láser de 2 × 10–16 al estabilizarse en cavidades de Fabry–Pérot de 30 cm de largo a 578 nm.Optar.Expreso 26, 18699 (2018).Artículo CAS PubMed Google AcadémicoTamm, C., Schnier, D. & Bauch, A. Espectroscopia de doble resonancia láser de radiofrecuencia de iones 171Yb atrapados y determinación de cambios de línea de la resonancia hiperfina del estado fundamental.aplicaciónfísicaB 601(60), 19–29 (1995).Huntemann, N. et al.Reloj óptico de alta precisión basado en la transición octupolar en Yb+171.físicaRev. Lett.108, 090801 (2012).Artículo CAS PubMed Google AcadémicoKriuchkov, DS et al.Cavidades ULE compactas de alta precisión para estabilización de frecuencia láser.Toro.Lebedev Phys.Inst.48, 3–11 (2021).Zhadnov, NO et al.Cavidades ULE largas con una tasa de deriva de frecuencia fraccional relativa inferior a 5 × 10–16/s para estabilización de frecuencia láser.Toro.Lebedev Phys.Inst.47, 257–261 (2020).Theriault, S. Hacia la realización de un estándar de longitud de onda a 780 nm basado en una frecuencia de diodo láser bloqueada en vapor de rubidio.Trans. IEEE.instrumentomedida40, 66 (1991).Corwin, KL, Lu, Z.-T., Hand, CF, Epstein, RJ & Wieman, CE Láser de diodo de frecuencia estabilizada con desplazamiento de Zeeman en un vapor atómico.aplicaciónOptar.37, 3295 (1998).Artículo CAS PubMed Google AcadémicoMillett-Sikking, A., Hughes, IG, Tierney, P. & Cornish, SL Formas de línea DAVLL en rubidio atómico.J. física.Murciélago.mol.Optar.física40, 187 (2006).Mccarron, DJ, Hughes, IG y Tierney, P. Una unidad de celda de vapor calentada para bloqueo láser de vapor atómico dicroico en rubidio atómico.Rev. Sci.Instrumento 78, 93106 (2007).Harris, ML, Cornish, SL, Tripathi, A. & Hughes, IG Optimización de sub-Doppler DAVLL en la línea de rubidio D2.J. física.Murciélago.mol.Optar.física41, 85–401 (2008).Roy, A., Sharma, L., Panja, S. & De, S. 'Loop Stabilized' mejoró la estabilización de frecuencia láser basada en la cavidad de transferencia.IEEE J. Electrón cuántico.58, 66 (2022).Zaba, A. et al.Espectros de bomba-sonda modelados con la inclusión de un estado F 'acoplado por dipolo pero no con sonda dipolo, para el caso de transiciones 85Rb 5S1 / 2 (F) - 5P3 / 2 (F ').SPIE 8770, 87700Q (2013).Failache, H., Valente, P., Ban, G., Lorent, V. & Lezama, A. Inhibición de la absorción inducida electromagnéticamente debido a la decoherencia del estado excitado en el vapor de Rb.físicaRev. A At.mol.Optar.física67, 7 (2003).Siddons, P., Adams, CS, Ge, C. & Hughes, IG Absorción absoluta en líneas D de rubidio: Comparación entre teoría y experimento.J. física.Murciélago.mol.Optar.física41, 66 (2008).Jacques, V., Hingant, B., Allafort, A., Pigeard, M. & Roch, JF Espectroscopía no lineal de rubidio: un experimento de pregrado.EUR.J. física.30, 921–934 (2009).Los autores agradecen a CSIR-NPL, Nueva Delhi por la beca de investigación.Shubham Utreja agradece al Consejo de Investigación Científica e Industrial (CSIR) y Harish también agradece a la Comisión de Subvenciones Universitarias (UGC) por proporcionar su beca de investigación.CSIR-Laboratorio Nacional de Física, Dr. KS Krishnan Marg, Nueva Delhi, 110012, IndiaShubham Utreja, Harish Rathore, Manoj Das y Subhasis PanjaAcademia de Investigación Científica e Innovadora (AcSIR), Ghaziabad, 201002, IndiaShubham Utreja, Harish Rathore, Manoj Das y Subhasis PanjaTambién puede buscar este autor en PubMed Google ScholarTambién puede buscar este autor en PubMed Google ScholarTambién puede buscar este autor en PubMed Google ScholarTambién puede buscar este autor en PubMed Google Scholar1. Configuración de la configuración experimental y análisis de datos:- SU y HR 2. Participaron en el experimento para la adquisición de datos:- MD 3. Planificación del experimento y participación en el análisis:- SPLos autores declaran no tener conflictos de intereses.Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios.Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material.Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor.Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.Utreja, S., Rathore, H., Das, M. et al.Estabilización de frecuencia de múltiples láseres a una transición atómica de referencia de Rb.Informe científico 12, 20624 (2022).https://doi.org/10.1038/s41598-022-24952-6DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-24952-6Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedItAl enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad.Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.Informes científicos (Sci Rep) ISSN 2045-2322 (en línea)Regístrese para recibir el boletín informativo Nature Briefing: lo que importa en ciencia, gratis en su bandeja de entrada todos los días.