Основы лазерной спектроскопии - Стенхольм С.
Скачать (прямая ссылка):
2. Пусть теперь велика отстройка (а, IA1 /21Тогда резонанс сильно асимметричен и
..2
А,
«і . A1
(4.68)
Здесь первое из равенств является условием резонанса для перехода 2 — 3, а второе — для двухфотонного резонанса 1 — 3 (A, + A2 = 0). Оба резонанса испытывают слабый штарковский сдвиг на величину а\/A1. Здесь интересно провести сравнение со сдвигом Блоха — Зигерта (разд. 2.3).
Рассмотрим теперь роль динамического эффекта Штарка для доплеровски уширенных систем. Для наглядности наложим ограничения Y32 = Y31 и к{ = - кг. Пусть также первое поле настроено в точный резонанс А, = 0, что соответствует симметричному штарковскому расщеплению (рис. 4.8). Из (4.50) находим
- = а^2Дф(А2-/у)-(Ь + /у)] 69
Р32 [(A2 - kv - i'y)(A2 - iy) - a2] [(b)2 + Г,2]
Функциональная зависимость р 32 от скорости не имеет особенности типа расщепления, однако для малых амплитуд поля (для малых а,) условие на резонансную скорость переопределится как
ко = A2--.
LA -у 200
ГЛАВА 1.
Вновь предполагая выполнение условия доплеровского предела, можно провести интегрирование р32 по скоростям, замыкая контур интегрирования в верхней полуплоскости, где есть единственный полюс kv = /T1. В результате имеем
2Д2 - г(3у + Г.)
В знаменателе стоит квадратный двучлен от Д2, поэтому полюса < р 32> легко найти. Они определяют положение и ширины резо-нансов в спектре, получаемом при сканировании Д2.
Д2 = 1[2у + T1 ± \/(2у + T1)2 - 4у(у + T1) - 4ар
if Зу + Г, 2 \ у + Г, •
(4.71)
Здесь мы использовали выражение (4.43) для Г,. То, что полюса Д2 чисто мнимые, означает, что спектр является наложением двух лоренцианов с центром при Д2 = 0, причем ширина одного из них примерно равна у, а другого 2у. В точном выражении (4.71) эти значения изменяются за счет полевого уширения. При Д, Ф 0 вырождение снимается — положения максимумов лоренцианов не совпадают.
Интересно, что в том частном случае, который мы рассматривали (у32 = y3,), один из лоренцианов (с большей шириной) не дает вклада в конечный результат для наблюдаемого поглощения
W а а21ш(р32> а «fo-^-. (4.72)
A22 + ~(У + T1)2
В общем случае оба лоренциана с разными ширинами проявляются в спектре.
В заключение заметим, что усредненный по скоростям результат (4.72) не имеет особенностей типа штарковского расщепления (4.67). Более точное рассмотрение, не использующее упрощающих предположений этого раздела, показывает, что дублетная структура свойственна и сигналу в доплеровски уширенной среде. Однако нельзя сказать, что этот дублет является не- HLKO ГОРЫЕ ЗАДАЧИ ЛАЗЕРНОЙ СПЕКТРОСКОПИИ
201
посредственным аналогом штарковского расщепления в системе без доплеровского уширения. В следующем разделе мы приводим ссылки на работы, в которых более обстоятельно рассматривается спектроскопия трехуровневых систем.
4.3е. КОММЕНТАРИИ И ЛИТЕРАТУРА
Метод зондирования состояний двухуровневой системы, использующий слабую связь с некоторым третьим уровнем, известен давно. Его подробное исследование с точки зрения возможных приложений в лазерной спектроскопии содержится в работах [15, 51, 64, 105, 106]. Вопросы, связанные с воздействием очень сильных полей, рассматривались Фельдманом и Фелдом [53]. Общий обзор содержится в статье Чеботаева в сборнике [76]. Можно порекомендовать также подробное изложение имеющихся результатов в статьях [117, 120]. Использование двухфотонных переходов в трехуровневых системах для достижения разрешения, не ограниченного доплеровским уширением, было предложено Василенко и др. [139]. Сразу вслед за этим последовали сообщения об экспериментальном наблюдении этого эффекта (см. статью Бломбергена и Левенсона в сборнике [124]). Влияние промежуточного резонанса обсуждалось в работах [110, 113, 114], где были получены и приближенные аналитические соотношения. Вклад когерентных процессов при резонансе теоретически исследовали Саломаа и Стенхольм [116]. Вьеркхольм и Ляо [25] получили экспериментальные результаты, подтверждающие выводы теории. В дальнейшем внимание теоретиков было привлечено к эффекту насыщения в двухуровневой системе и следующим отсюда особенностям спектра поглощения зондирующего излучения [81]. В работе [115] был предложен эксперимент, позднее осуществленный в [107], по наблюдению двухфотонного поглощения в атомном пучке.
Многие аспекты спектроскопии трехуровневых систем, в том числе возможность изучения атомных столкновений, обсуждались Берманом на Летней школе в Лезуше (1982 г.).
В этом разделе мы встретились с фактом подавления некогерентных двухступенчатых переходов из основного состояния. Этот эффект объяснен в [19, § 4.1] с точки зрения закона сохранения энергии. Если первый квант с энергией HQ поглощается на г 202
ГЛАВА 1.
переходе из неуширенного состояния, то энергия второго может быть равна лишь разности между энергией самого верхнего состояния и hu. Ширина промежуточного состояния не играет никакой роли. Явление инверсии линии исследовали и объяснили Диксит и др. [42].
Динамический штарковский сдвиг обсуждался Аутлером и Таунсом еще в 1955 г. [10]. О наблюдении сдвига уровней в оптическом диапазоне см. [34].
