Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Портис А. -> "Физическая лаборатория" -> 103

Физическая лаборатория - Портис А.

Портис А. Физическая лаборатория. Под редакцией Русакова Л.А. — М.: Наука, 1972. — 320 c.
Скачать (прямая ссылка): fizlab1972.djvu
Предыдущая << 1 .. 97 98 99 100 101 102 < 103 > 104 105 106 107 108 109 .. 116 >> Следующая

Основные положения. Употребление слова «накачка», определяющего название процесса, не предусматривает никакого перемещения вещества и характеризует «накачку» ориентации спинов атомов из равновесного распределения по магнитным подуровням в неравновесное распределение, в котором преобладающая часть спинов выстроена в данном направлении.
Для простоты ограничимся атомами щелочных металлов, основное состояние которых 25«/,. Энергия переходов из первого возбужденного состояния в основное состояние достаточна для излучения в оптическом диапазоне. Так как первое возбужденное состояние есть Р-состояние (орбитальный момент количества движения /,= 1) и полный электронный спин 5 равен %, то возможны два значения полного момента количества движения для электронов, а именно /=3/2, /4. Эти два состояния с различными полными моментами из-за спин-орбитального взаимодействия отличаются по энергии относительно основного состояния и образуют известный дублет в спектре щелочных металлов (рис. I, столбец /). Однако из-за существования ядерного спина основное состояние и все другие уровни энергии будут дополнительно расщепляться на ряд подуровней— состояний сверхтонкой структуры (рис. I, столбец //). Каждое из этих состояний слегка отличается по энергии из-за взаимодействий электрона с ядерным магнитным дипольным моментом и электрическим квадрупольным моментом. Различие в энергиях, приводящее к сверхтонкой структуре, возникает из-за зависимости энергии взаимодействия от возможных, разрешенных квантовомеханическими законами, ориентации ядерного момента количества движения относительно полного момента количества движения для электронов. В соответствии с правилами квантования эти разрешенные комбинации таковы, что полный момент количества движения принимает значения f=I-\-Jt /+/—1, . . .
±2 — 1 —О —1
ж
II
ш
Рис. 1. Схема расщепления энергетических уровней атома щелочного металла, имеющего ядерный спин возникаю-
щих вследствие различных взаимодействий, которые добавляются к модели Бора. / — тонкая структура: добавление электронного спина, // — сверхтонкая структура: добавление ядерного спина. /// — зеемановское расщепление, сверхтонкой структуры в слабом магнитном поле. Расстояния между энергетическими уровнями указаны ие в масштабе. Для простоты не показано зеемановское расщепление состояния.
294
F//nf -2
+2
2 -
/
Рис. 2. Возможные переходы для атома, находящегося в подсостоянин с Р— 1, Шр= — основного состояния, при поглощении фотона с моментом количества движения, раьным +1.
. . ., /—Jr Дальнейшее расщепление уровней (зеемановское pad-щепление уровней сверхтонкой структуры) может быть осуществлено наложением слабого внешнего магнитного поля (рис. 1, столбец ///). Это расщепление, возникающее из-за того, что различным ориентациям данного F во внешнем поле Я соответствуют разные энергии, пропорциональные величине поля Я, если ограничиваться слабыми полями. Возможны только те ориентации F, которые дают проекции тР на направление Я, равные mF=F, F—1, . . ., —F. Все уровни для основного и первого возбужденного состояния атома щелочного металла с ядерным спином показаны на рис. 1. Переходы между уровнями с различными Ft так называемые сверхтонкие переходы, будут сопровождаться поглощением или испусканием магнитного ди-польного излучения, при этом возможные изменения F равны AF=0, ±1- Переходы между уровнями с различными тг при постоянном F, включающие зеемановские переходы, возможны только при условии Amf=0, ±1.
Теперь можно понять принцип оптической накачки. Пусть газ из свободных атомов рубидия (для изотопа Rb87 /=3/2) находится в слабом магнитном поле, приводящем к зеемановскому расщеплению сверхтонкой структуры. Рассмотрим действие пучка резонансного излучения с круговой поляризацией, проходящего через газ. По причинам, которые станут понятными позже, ограничимся уровнем дублета Dlt который соответствует более низкой энергии резонансного излучения. Это излучение будет легко поглощаться, при этом атом переходит в возбужденное состояние 3Рж/л. Но если свет имеет левую круговую поляризацию (моменты количества движения всех фотонов параллельны направлению распространения), то поглощение фотона будет приводить к увеличению момента количества движения на единицу при условии, что свет распространяется в направлении вектора внешнего магнитного поля. Этот процесс иллюстрирует рис. 2, где различные зеемановские уровни для основного состояния и состояния 2Pi/t изображены несколько иначе, чем на рис. 1.
Поглощение кванта излучения Dx атомом, скажем, на подуровне с F=l и тр=—1 может перевести его только на подуровень с mF~0 в возбужденном состоянии 2Pi/,. (Доплеровское уширение резонансной радиации обычно приводит к тому, что становятся возможными переходы на сверхтонкие уровни возбужденных состояний с F—2 или 1. Правила отбора для дипольного излучения р азрешают с одинаковой вероятностью обратные переходы в основ-
295
ное состояние для AmF=0, ±1, поэтому с вероятностью 2/3 атом возвращается в основное состояние с большей проекцией спина относительно исходной оси, чем первоначально. Атом может поглощать свет и излучать снова и снова. Если нет причин, которые приводят к релаксации заселенности различных /%-уровней, то очевидно, что со временем будет осуществлена «накачка» атомов на уровень основного состояния с F=2, mF=2 и спины всех атомов оказываются ориентированы одинаковым образом. Больше того, когда атом находится в этом состоянии, то он не может больше поглощать ?)1-излучение, поэтому пары должны со временем стать прозрачными по отношению к /^-излучению.
Предыдущая << 1 .. 97 98 99 100 101 102 < 103 > 104 105 106 107 108 109 .. 116 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed