Podsumowanie W9

Podsumowanie W9
• Obserwacja przejść rezonansowych wymuszonych przez pole EM jest
moŜliwa tylko, gdy istnieje róŜnica populacji. Tymczasem w zakresie fal
radiowych poziomy są prawie jednakowo obsadzone.
• Wygodną metodą wytwarzania nierównowagowych rozkładów populacji jest
pompowanie optyczne (zasada zachowania krętu w oddz. atom-pole).
• Pompowanie optyczne umoŜliwia wytwarzanie makroskopowej magnetyzacji
gazów atomowych (cząsteczkowych) oraz czułą detekcję przejść
rezonansowych (podwójny rezonans).
• Interferencja kwantowa stanów atomowych
-) umoŜliwia pomiar struktur poz. energetycznych (dudnienia kwantowe,
spektroskopia przecinania poziomów) oraz czasów Ŝycia stanów
atomowych (skrzyŜownie poziomów w zerowym polu – ef. Hanlego)
-) jest podstawą metody Ramseya dla pomiarów spektroskopowych bez
poszerzenia przez czas przelotu
-) analogia do interferencji w klasycznej optyce falowej (dośw.
Younga, interferometr Macha-Zehndera)
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
1
Spektroskopia laserowa
Lasery –
1965: Basow, Prochorow, Townes
za co kochamy lasery?
- monochromatyczność
- kolimacja
- spójność
- intensywność (spektralna i przestrzenna gęstość energii)
Ch.H.
Townes,
N.G.
A.M.
Basow, Prochorow
−κ ( λ ) L
T
=
I
I
=
e
Zastosowania w klasycznej spektroskopii np. absorpcyjnej:
0
det
próbka
źródło –
lampa
spektr.
spektroskop/
monochromator
ħω
I0
detektor
-ogr. czułość
(droga opt.)
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
np.
np. widmo
widmo Fraunhoffera
Fraunhoffera
T
ω
λ
-ogranicz. zdoln.
rozdz. (szer.instr.)
ω
λ
2
Lasery w spektroskopii klasycznej
lampa spektr.
próbka
detektor
spektroskop/ monochromator
laser przestraj.
próbka
detektor
• monochromatyczność →
zwiększenie zdolności rozdziel.
(∆ωinstr → ∆ωdoppler)
T
T
ω
ω
λ
λ
• kolimacja → zwiększ.
czułości (drogi opt.)
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
3
Laserowa spektroskopia bezdopplerowska
1981, N. Bloembergen, A. Schawlow
1. Spektroskopia nasyceniowa
2. Spektroskopia dwufotonowa
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
4
Nasycenie:
•słabe pole EM (mało fotonów/sek)
τ
⇒ śr. populacje
∝ 1/I
ubytek fotonów → spektro.abs.
I = I 0 e −κ ( λ ) L
κ ∝ N1 − N 2
•silne pole EM (duŜo fotonów/sek)
∝ 1/I
rozproszenie fot. → fluorescencja
→ spektro. emisyjna
⇒ śr. populacje
τ
κ0
oscylacje Rabiego
⇒ próbka prawie przezroczysta =
00
κ (I ) =
κ0
α+I
I
Nasycenie absorpcji (przejścia) przez silne pole
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
5
Selekcja prędkości
prawdopodobieństwo absorpcji fotonu
Pi→ f (t ) =
t
r r
ef. Dopplera: ω → ω − k ⋅υ
→
υ
ω0
ωLab
ω0
ωLab
e
rozszerzenie dopplerowskie
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
1
2
ω0
1
1
(ω 0 − ω ) +  
τ 
 ∆ω
−
 ∆ω
D

2




2
2
ωLab
6
Selekcja prędkości – c.d.
• słabe pole
N2
N2(υz) N = e
1
0
kυz
N1(υz)
0
e
 kυ z
− 
 ku
kυz
υz =
∆E
−
k BT
• silne pole
N2(υz)
2



ku =
ω L − ω0
k
0
2k BT
M
kυz
N1(υz)
0
kυz
nasycenie wybranej grupy atomów
dla wiązki o częstości
ωL w rezonansie są
atomy o prędkości
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
(selekcja prędkości)
7
• gdy 1 wiązka laserowa
przestrajana wokół ω0
→ nasycane róŜne klasy prędkości
T 0
⇒ zmniejszenie kontrastu widma abs.
kυz
i poszerzenie linii bo κ ∝ N1 − N 2
ω0
ω
• gdy 2 wiązki (słaba + silna)
laser przestrajalny
w. próbkująca (–k)
Wzmac. fazoczuły
w. nasycająca (+k)
próbka
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
detektor
8
Eliminacja poszerzenia dopplerowskiego:
1. Spektroskopia saturacyjna
+k
κ ∝ N1 − N2
ωL 0 υz =
T
ω L − ω0
−k
–k
=0= υ z =
kυz
ω L − ω0
+k
≥1/τ
kalibracja
skali !!!
∆ωD
ω0
ωLaser
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
9
2. Spektroskopia dwufotonowa
Reguły wyboru dla jednofotonowych przejść E1 (El-dipol.)
→ zmiana parzystości
między stanami o tym samym l potrzeba 2n fotonów
→ małe prawdopodobieństwo
– moŜliwe tylko dla silnych pól EM
E2 – E1= ħ(ω1+ ω2)
→
υ
Parity
2 (+)
1 (+)
ħω2
ħω1
Ef. Dopplera + ZałoŜenie ω1= ω2= ω
= ħ(2ω – 2k•υ
υ)
= ħ(2ω + 2k•υ
υ)
= ħ(2ω + k•υ
υ – k•υ
υ) = 2 ħ ω
kompensacja ef. D. niezaleŜnie od υ !
wszystkie atomy dają wkład →
nadrabiane małe prawdopodobieństwo
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
N2(ω)
ω21
2ω
N2(ω)
ω21
2ω
N2(ω)
ω21
2ω
10
Wielkie eksperymenty, c.d. – pomiar przes. Lamba 1S
α ( Zα ) 4 mc 2
∆E = Cl
2π n3
w dośw. L.-R. pomiar względny:
przesunięcie 2S wzgl. 2P
Hβ
Hα
Lyα
w stanie 1S przesunięcie 8x większe!
ale brak poziomu „referencyjnego”
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
11
wzór Balmera –
duŜe regularności widm:
R
En = − 2
n
⇒ „autokalibracja” widm:
ωLy= 4ωH
λ(Lyα) = 121,5 nm
λ(Hβ) = 486 nm
4 λ(Lyα) = λ(Hβ)
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
12
Równoczesny pomiar widma Hβ i Lyα (przes. L. 1S)
∞
laser
barwnikowy
5
4
3
486 nm
486
2
2P
243
H
laser N2
2S
121.5
ampl.
243
1
skala częst.
2xω
243 nm
H
243 nm
Lyα
Hβ
S=8161±
±29 MHz
Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2003/04. wykład 12
13