Оптическая накачка и самонакачка атомов ксенона, серебра и кадмия

• Автор: Прилипко, Виктор Константинович
• Шифр специальности: 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1983
• Место защиты: Ленинград
• Количество страниц: 108 c. : ил

Глава I. Р1сследование сверхтонкой структуры лазерных переходов 5изотопа 129Хе.

Изотопические сдвиги

§1. Ксенон, как активная среда газового лазера

§2. Изотопические сдвиги линий 5,57 мкм и 3,508мкм

■^29Хе относительно -^Хе

§3. Эффект пересечения частот в Хе-лазере

§4. Теория двойного радиооптического резонанса в газовом лазере

§5. Двойной радиооптический резонанс в состояниях

5оЩ,у 129хе

§6. Экспериментальные результаты и их обсуждение

Глава 2. Оптическая самонакачка и самовыстраивание

атомов в газовом разряде
§1. Оптическая самонакачка атомов в газовом

разряде
§2. Самовыстраивание состояний 52Р^ ^ атомов кадмия в газовом разряде
Глава 3. Оптическая накачка сверхтонкой структуры

основного состояния атомов МО
§1. Экспериментальная установка
§2. Экспериментальные результаты и их обсуждение
§3. Связь ширины 0-0 перехода с постоянной распада
ориентации электронного момента ,5 = 1/2
Заключение

Литература

Замечательные успехи в развитии атомной спектроскопии сверхвысокого разрешения, достигнутые за последние 30 лет связаны с применением когерентных электромагнитных полей. На этой основе возникли одно за другим в значительной мере независимо два чрезвычайно эффективных направления атомной спектроскопии. Речь идет о а) методах радиооптической спектроскопии, начатых в 50-х годах работами Кастлера и Бросселя и известных под названием техники двойного радиооптического резонанса и оптической накачки и б) методах лазерной спектроскопии, возникших в 60-е годы на базе появления лазеров. Оба направления спектроскопии обладают практически неограниченной разрешающей способностью, что основано на использовании монохроматических электромагнитных полей в радио- и оптическом диапазонах частот. Соответственно этому методы оптической накачки (двойного радиооптического резонанса) поставляют информацию, относящуюся к области радиоспектроскопии атомов в основном и возбужденном состояниях, в то время, как лазерная спектроскопия непосредственно применима к исследованию оптических спектров атомов. При этом структура оптических переходов позволяет, как правило, исчерпывающим образом судить о деталях структуры энергетических состояний, относящихся к компетенции радиоспектроскопии. Тем самым, методы лазерной спектроскопии являются более универсальными и применимыми к любым объектам, разумеется при условии наличия перестраиваемого лазера в нужном диапазоне. Методы оптической накачки применимы лишь к специально благоприятным объектам (список которых, однако, весьма велик и про-

должает расти; в частности, он увеличен в настоящей работе), но при этом эти методы технически много проще и всегда предпочтительнее, если речь идет о радиочастотном масштабе исследуемых энергетических структур атомов. Предпочтительность ра-диооптических методов связана с много меньшей ценой реализации заданной абсолютной разрешающей способности, определяемой в пределе шириной спектра источника когерентного излучения. Для источников радиодиапазона эта ширина, как правило, полностью пренебрежима. Даже в СВЧ диапазоне не представляет большого труда добиться ширины линии менее I Гц. В то же время в оптическом диапазоне типичная ширина спектра перестраиваемого ла-зера с высоким уровнем селекции частот составляет 10' Гц и лишь в исключительных по прецизионности устройствах (с очень узким диапазоном перестройки) оказывается существенно меньшей.
С появлением перестраиваемых лазеров популярность методов радиооптической спектроскопии сильно снизилась, что во многих случаях представляется неоправданным. Настоящая работа посвящена исследованиям путей расширения круга объектов, поддающихся методам оптической накачки, в том числе с использованием лазерной техники.
Одна из основных трудностей метода оптической накачки, возникающая при исследовании структуры основного состояния атомов связана 'с необходимостью иметь источники резонансного излучения достаточной интенсивности и с нужным спектральным распределением. Если для легко испаряемых элементов проблемы не возникает, то применительно к труднолетучим и агрессивным материалам создание источника может превратиться в сложную техническую задачу. Многие элементы имеют резонансные перехо-

то по аналогии с обычной оптической накачкой указанный эффект назван был оптической самонакачкой атомов (ОСА).
Как показывают расчеты, вероятности выхода кванта с частотой X = 0 с оптической глубины гг =10 равняется примерно ІСГ4. И лишь на частоте X = (I г- 2) А ^ , где д
допплеровская ширина линии, вероятность выхода порядка I. Таким образом, в излучении на частотах вблизи центра линии принимает участие тонкий слой вблизи поверхности. Излучение же в крыльях линии поступает из всего объема, образуя своего рода фон, пронизывающий среду во всех направлениях. Если учесть тот факт, что поверхностный слой обеднен возбужденными атомами, то получается относительное падение светового потока на центральных частотах по отношению к крыльям линии, что и приводит к деформации контура одиночной линии или перекосу в интенсивностях мультиллета с общим верхним уровнем.
Таким образом, можно полагать, что аномалия в распределении атомов по ст подуровням основного состояния имеет место в приповерхностном слое толщиной Ъ = 3-7-4.
Внутри изотермического объема на больших оптических глубинах имеет место термодинамическое равновесие между излучением, атомами и электронами, характеризуемое одной температурой Т . Заселенность возбужденных уровней соответствует больц-мановскому и плотность излучения распределена по Планку. В случае близких частот интенсивности практически равны друг другу, и конкуренции между переходами не возникает. То есть во всех внутренних точках оптически плотной среды с аглонакачка не возникает.
количесТ&енныи
Строгий учет явления самонакачки выполнен в