Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Экспериментальное исследование оптической ориентации метастабильных состояний изотопа Ne20 в интенсивных монохроматических лазерных полях 12
1.1 Постановка экспериментальных исследований вырожденных метастабильных состояний атома (переход ls5-2p8Ne20) 12
1.2 Результаты экспериментальных исследований 17
Глава 2. Спектроскопия метастабильных атомов в условиях оптической накачки и наведенной когерентности в интенсивных монохроматических полях 21
2.1. Оптическое ориентирование метастабильных атомов 21
2.2. Спектр поглощения пробного поля 28
3.1. Спектр поглощения пробного поля при анизотропном возбуждении 34
2.1. Анализ данных экспериментального исследования эффекта сильного поля в спектроскопии вырожденных метастабильных состояний атома (переход 1S5 - 2р8 Ne20) . 38
Глава 3. Влияние эффекта светового давления на форму резонанса насыщенного поглощения в атомах с вырожденными метастабильными уровнями 46
3.1. Численное моделирование резонансов насыщенного поглощения в атомах с вырожденными метастабильными уровнями 46
3.2. Особенности спектра поглощения пробного поля на переходе Jn=2-»Jm=2 атома Ne 50
3.3. Особенности спектра поглощения пробного поля на переходе Jn=2 ->Jm=l атома Ne 54
3.4. Спектроскопические проявления эффекта светового давления на переходе Jn=2 -> Jm=2 атома Ne 55
Глава 4. Спектрополяриметрические исследования процесса оптической накачки в вырожденных атомных системах с метастабильным нижним состоянием в интенсивных лазерных полях 62
4.1. Методика постановки экспериментальных исследований 62
4.2. Результаты экспериментальных исследований переходов ls5-2p2(J=2->J=l)Hls5-2p4(J=2->J=2)Ne20 67
4.3. Обсуждение экспериментальных результатов 74
Заключение 77
Цитируемая литература
- Постановка экспериментальных исследований вырожденных метастабильных состояний атома (переход ls5-2p8Ne20)
- Анализ данных экспериментального исследования эффекта сильного поля в спектроскопии вырожденных метастабильных состояний атома (переход 1S5 - 2р8 Ne20)
- Спектроскопические проявления эффекта светового давления на переходе Jn=2 -> Jm=2 атома Ne
- Результаты экспериментальных исследований переходов ls5-2p2(J=2->J=l)Hls5-2p4(J=2->J=2)Ne20
Введение к работе
Развитие таких фундаментальных направлений науки, как атомная физика и тесно связанных с ней квантовой механики и квантовой электродинамики, в большей степени обусловлено достижениями спектроскопии. С созданием мощных перестраиваемых источников когерентного излучения, перекрывших к настоящему времени диапазон длин волн от УФ до ИК-областей спектра с относительной шириной линии излучения вплоть до 10'13 , разрешающая способность спектроскопических исследований оказалась ограниченной уже не инструментальной шириной прибора, а уширением спектральных линий изучаемых атомных и молекулярных систем. Очевидно, что перекрытие спектральных линий приводит к потере информации о многих деталях регистрируемых спектров, а именно в них в ряде случаев скрывается наиболее важная информация о малых отступлениях от уже известных фактов и существовании новых. Примеров этого в истории спектроскопии довольно немало.
Поэтому очевидна важность индуцирования и наблюдения узких спектральных линий (резонансов) со свойствами, присущими отдельному атому. А это осуществимо только в сильно разрежённом газе. Основными механизмами уширения спектральных линий в газе, как известно, являются доплеровское (неоднородное) уширение и однородное уширение, включающее в себя естественное, столкновительное, пролетное и полевое, а также уширение из-за столкновений со стенками сосуда атомов газа [1]. Не останавливаясь на анализе классических спектроскопических методов устранения наиболее сильного доплеровского уширения спектральной линии, отметим, что создание мощных когерентных источников излучения привело к рождению нелинейной лазерной спектроскопии насыщения внутри доплеровской ширины линии, основанной, на создании неравновесного распределения атомов на рабочих уровнях атомного перехода в результате эффекта насыщения в поле сильной бегущей волны [2] и устранении доплеровского уширения линии в поле встречной пробной (ненасыщающей) волны [3].
Следует отметить, что получение спектральной линии с однородной шириной не обязательно требует высокой интенсивности основного ( не пробного) излучения. Для этого напомним, что при взаимодействии поляризованного излучения с поглощающей вырожденной атомной системой, одним из проявлений которого является перераспределение атомов по вырожденным зеемановским подуровням рабочих уровней перехода (эффект оптической накачки [4]), приводит к возможности регистрации в поле пробного встречного излучения бездоплеровских
резонансов в ненасыщенных полях (эффект селективной по скорости оптической накачки [5]). Таким образом, методы лазерной спектроскопии в отличие от классических позволяют устранить доплеровское уширение спектральной линии, учитывая только особенности взаимодействия когерентного излучения с атомом.
В последние годы вследствие открытия ряда новых физических
явлений таких как эффект когерентного пленения населенностей[35,45],
возможность сверхглубокого охлаждения атомов[46] и получения Бозе-
эйнштейновской конденсации [47], существенно вырос интерес к
проблеме резонансного взаимодействия поляризованного
монохроматического излучения с атомами, энергетические уровни которых вырождены по проекциям полного момента J , а нижний уровень является долгоживущим. Наличие запрещенных в дипольном приближении по магнитному квантовому числу переходов находит свое специфическое проявление в спектроскопии вырожденных переходов, что было обнаружено и проявилось в индуцировании спектроскопических особенностей с характерными ширинами заметно меньшими однородной ширины перехода при соответствующем выборе J рабочих уровней перехода, поляризации излучения и при учете эффектов оптической накачки в спектроскопии пробного поля.
В числе задач, рассматривающих взаимодействие поляризованного электромагнитного поля с атомами, энергетические уровни которых вырождены по проекциям полного момента J, явление оптической накачки [4] занимает особое место. С одной стороны это обусловлено большой информативностью поляризационных характеристик излучения об элементарных процессах его взаимодействия, как с отдельным атомом, так и с системой атомов. С другой стороны становится необходимым корректный учет возникающих анизотропных свойств атома. К настоящему времени предложено и изучено большое число конкретных схем создания оптически ориентированных состояний [6] , многие из которых оказываются существенными для широкого класса спектроскопических и прикладных задач физики даже при использовании источников излучения с достаточно скромными спектральными и энергетическими характеристиками [7].
Учет оптической накачки при рассмотрении резонансного взаимодействия с интенсивным электромагнитным полем вносит принципиальные изменения в результаты нелинейной лазерной спектроскопии даже при изучении переходов с основного состояния атома. Это связано с выявлением в ряде исследований некоторых характерных свойств, присущих этой проблеме, в частности, обращении знака сигнала насыщенного поглощения, появления спектральных аномалий в линии поглощения пробного поля с шириной, не превышающей естественную ширину перехода, и ряда других [8,9].
Следует обратить внимание на важную деталь, присущую рассмотрению эффекта оптической накачки, а именно, возможность выбора конкретной схемы перехода, в которой из процесса взаимодействия с интенсивным поляризованным полем могут быть выведены подуровни верхнего и нижнего состояний перехода, вследствие правил отбора по магнитному квантовому числу для дипольных переходов, а также из-за отсутствия соответствующих переходов. В результате идет предпочтительное заселение именно этих подуровней и появляется возможность возникновения корреляций между возмущенным и невозмущенным подуровнями нижнего и верхнего состояний перехода и связывания их с помощью сильного поля, что находит свое отражение в спектроскопических проявлениях изучаемых переходов [17].
Факт возникновения этих особенностей не находит полного объяснения ни в рамках теории насыщенного поглощения [10,11,12] , ни в теории оптической накачки [6,13], ибо первая не учитывает возможность перезаселения магнитных подуровней состояний перехода и возникновения когерентности между подуровнями при взаимодействии атомов с монохроматическим излучением (поляризованным, направленным, спектрально селективным), а вторая, имеет, как правило, дело с анализом переходов, в которых нижним служит долгоживущее основное состояние атома, и ограничивается приближением не насыщающих интенсивностей ориентирующего поля. Во многом схожая ситуация имеет место и для возбужденных состояний, в особенности, метастабильных.
Результаты исследования проблемы взаимодействия вырожденной атомной системы с метастабильным нижним состоянием с интенсивным монохроматическим поляризованным излучением легли в основу предлагаемой диссертации.
В первой главе диссертации приводятся результаты
экспериментальных исследований по спектроскопии пробного поля перехода ls5 - 2р8 (ЗР2 - 3D2) Ne в условиях оптической накачки в интенсивном линейно поляризованном электромагнитном поле [17].
В большой степени результаты наблюдения спектроскопических проявлений оптической накачки будут определяться выбором схемы перехода, а именно, Jm= Jn= 2, для которой переход Мп = О -» Мт = 0 запрещен в дипольном приближении для линейно поляризованного ориентирующего излучения. Для возможного наблюдения спектроскопических особенностей был определен ряд принципиальных требований к выбору, как схемы перехода, так и объекту исследования: во-первых, нижний уровень перехода должен быть метастабильным, во-вторых, полные угловые моменты верхнего и нижнего состояний перехода Jm=J„>2 ( для линейно поляризованного ориентирующего поля переход «0 о т0 запрещен), в-третьих, населенность метастабильного
уровня должна быть относительно велика и рабочее давление исследуемого газа не должно приводить к деполяризации состояний перехода, и, наконец, в исследуемом объекте должен проявляться эффект оптической накачки. В наибольшей степени этим требованиям удовлетворял переход ls5(2p53s[3/2]2) - 2р8(2р5Зр[5/2]2) изотопа Ne20, длина волны которого X - 633,44 нм, на котором и проводился эксперимент.
Экспериментальное наблюдение формы линии поглощения на переходе IS5 - 2р8 Ne в поле интенсивного излучения в условиях тлеющего разряда в неоне низкого давления ( « 10"2 торр) демонстрирует наличие на фоне широкой подкладки пика поглощения пробного поля с относительной амплитудой порядка 2 и шириной, зависящей от интенсивности ориентирующего поля. Более того, с увеличением интенсивности ориентирующего поля в центре пика поглощения наблюдается появление провала с шириной много меньшей, чем ширина пика.
Вторая глава посвящена рассмотрению задачи спектроскопии пробного поля атомных переходов с метастабильным вырожденным нижним состоянием в условиях оптической накачки в интенсивном поляризованном монохроматическом поле. Учитывая свойства переходов с метастабильным нижним состоянием, расчеты проведены в рамках классической кинетической модели типичной для рассмотрения взаимодействия малой подсистемы с термостатом. Анализ поглощения ориентирующего поля и спектра поглощения встречного пробного поля проведен для случая взаимодействия линейно поляризованного ориентирующего излучения произвольной интенсивности с атомной системой с равными целочисленными значениями J верхнего (т) и нижнего (п) уровней, т.е. переход пМ -> тМ для М = 0 при AM = О запрещен (М - магнитное квантовое число) [14].
В частном случае J = 2 анализ приводит к выводу о резкой зависимости от а (коэффициента ветвления a =Amn/Tm, где Amn - первый коэффициент Эйнштейна, Гт - полная скорость распада уровня ш) всех основных характеристик: амплитуд отдельных лоренцианов и суммарной структуры Беннета, их полуширин, поглощения ориентирующего и пробного полей. Таким образом, релаксация верхнего состояния m через третьи уровни приводит к разительному отличию оптической ориентации метастабильного и основного состояний, что выражается в трансформации характерного для спектроскопии насыщенного поглощения провала в линии поглощения пробного поля в пик, определяемый вызванной эффектом оптической накачки населенностью невзаимодействующего с ориентирующим полем подуровня пО при приближении а к 1.
Анализ взаимодействия вырожденной атомной системы с сильным ориентирующим полем выявляет совершенно новые особенности в спектроскопии пробного поля (и, особенно, при Jm = Jn > 2), где становятся достаточно заметными как эффекты анизотропии возбуждения уровней перехода, так и нелинейные по интенсивности пробного поля эффекты. Эти особенности, полученные при учете только анизотропии возбуждения уровней, определяются тремя резонансами. Наиболее узкий из них (в отношении Гп/Гт) проявляется с отрицательным знаком при а Ф О, причем амплитуда его растет с увеличением интенсивности ориентирующего ПОЛЯ.
В этой же главе приводятся анализ результатов экспериментальных исследований перехода ls5 - 2р8 (ЗР2 - 3D2) Ne20 в условиях оптической накачки в интенсивном линейно поляризованном электромагнитном поле [17] на основе выводов предшествующих параграфов.
Наблюдаемые спектральные особенности формы линии поглощения пробного поля удовлетворительно вписываются в результаты её теоретического анализа. Однако следует заметить, что детальное исследование факторов, определяющих амплитудные характеристики наблюдаемых резонансов (скорости и анизотропии возбуждения вырожденных уровней перехода, механизмы их возбуждения и тушения и др.), представляют тему самостоятельного исследования, а потому в анализе амплитудных характеристик (в отличие от частотных) в ряде случаев используются качественные соображения. Что касается исследования частотных свойств резонансов, то экспериментально установлено, что ширина пика поглощения в зависимости от интенсивности ориентирующего поля изменяется по закону Vk, в то время как ширина провала (как, впрочем, и его амплитуда) в большей степени удовлетворяет линейной зависимости. Одной из важных особенностей регистрируемого провала является возможность индуцирования его с шириной меньшей однородной ширины перехода.
В третьей главе проводится численное моделирование резонансов насыщенного поглощения на атомных переходах с метастабильным вырожденным нижним состоянием в условиях оптической накачки в интенсивном поляризованном монохроматическом поле. При численном моделировании были сделаны следующие допущения: поскольку отсутствуют данные по анизотропным скоростям возбуждения магнитных подуровней верхнего и нижнего состояний переходов, скорость электронного возбуждения верхних магнитных подуровней принималась равной 0 , а скорость возбуждения нижних магнитных подуровней QM = Гп (где Гп - скорость распада нижнего уровня). При этих исследованиях обнаружилось, что форма линии поглощения пробного поля для переходов Jn=2 -> Jm=2 сложным образом зависит от параметра ветвления атомной системы. При значениях а < 0.85 спектр
поглощения вблизи центра линии перехода представляет собой обычный резонанс насыщенного поглощения в виде провала лоренцевой формы на фоне широкого доплеровского контура поглощения с шириной и амплитудой, зависящими от интенсивности (параметра насыщения) сильного поля. В области значений 0.85 < а < 1 вместо провала образуется пик поглощения с амплитудой и шириной спектра, зависящими от интенсивности сильного поля. При этом вблизи значений а«0.85 наблюдается сложная полевая зависимость спектра резонанса насыщенного поглощения от параметра насыщения сильного поля. В диапазоне значений параметра ветвления 0.9 < а < 0.95 и параметрах насыщения к > 50 наблюдается расщепление пика резонанса на две компоненты. Форма линии резонанса насыщенного поглощения в случае усреднения по равновесному скоростному распределению частиц получалась симметричной.
В модельных расчетах были проведены также исследования влияния силы светового давления, обусловленного сильным полем, на форму резонанса насыщенного поглощения. Для переходов с возбужденных состояний атомов в отличие от переходов с основного состояния действие силы светового давления имеет специфику, обусловленную следующими факторами: а) конечным временем жизни нижнего состояния и наличием нескольких каналов распада верхнего состояния; в этом случае время резонансного взаимодействия атома с сильным полем tr будет определяться вероятностью спонтанного перехода и параметром ветвления а как tr - А;1/ (1-а),при этом время tr
оказывается одинаковым для всех атомов ансамбля, в отличие от случая взаимодействия атомов в основном состоянии, когда время взаимодействия определяется временем пролета атомом через световой пучок; б) различием в значениях дипольного момента и вероятностей переходов между вырожденными подуровнями с разным значением магнитного квантового числа, вследствие чего действие светового давления, обусловленного сильным полем, будет оказывать разное влияние на распределение частиц на этих магнитных подуровнях. Анализ показывает, что максимальное влияние сильного поля проявляется в распределении частиц на подуровнях с М = + 2. При учете в модельных расчетах неравновесного распределения частиц по магнитным подуровням, вызванного действием светового давления на взаимодействующие с резонансным излучением частицы поглощающей среды, форма резонанса насыщенного поглощения в диапазоне значений параметра ветвления 0.9 < ос < 0.95 и параметрах насыщения к > 50 приобретает асимметрию. Полученные экспериментально спектры насыщенного поглощения в соответствующих диапазонах параметров насыщения демонстрируют схожую асимметрию дуплетной структуры
достаточно хорошо совпадающей с результатами модельных расчетов. Таким образом, в асимметрии спектральных пиков насыщенного поглощения проявляется действие светового давления в области неоптимальной для проявления этого эффекта.
В четвертой главе предлагается метод непосредственного измерения населенностей "обогащенных" и "обеднённых" в процессе оптической накачки подуровней нижнего состояния перехода.
Эксперименты по измерению разности населенностей зеемановских подуровней нижнего состояния перехода в условиях оптической накачки были проведены на двух переходах Ne20: 1 s5-2p2 (J=2-»J=1), ^=5881,89 А и ls5-2p4 (J=2->J=2), ^=5944,83 А. Для расчета регистрируемого сигнала была выбрана модель Л-схемы перехода. Для выбранных переходов величина 1-а«0.76-ь0.79, и главный вклад в населённость обогащаемого в процессе оптической накачки магнитного подуровня вносят только ближайшие магнитные подуровни основного состояния, связанные одним спонтанным переходом с обогащаемым подуровнем.
С учётом скоростей спонтанных переходов между магнитными подуровнями нижнего и верхнего состояний перехода выбранная для расчёта регистрируемого сигнала модель Л-схемы перехода оказалась вполне приемлемой. Основное отличие для переходов J=2 —>J= 1 и J=2-»J=2 проявляется в том, что при оптической накачке в поле круговой поляризации в первом случае обогащаются два крайних магнитных подуровня нижнего метастабильного состояния, а во втором один. А потому результаты измерений населённостных характеристик для перехода ls5-2p2 практически в два раза превосходят аналогичные для перехода ls2-2p4.
В заключении сформулированы основные результаты, полученные в диссертации.
Постановка экспериментальных исследований вырожденных метастабильных состояний атома (переход ls5-2p8Ne20)
Исследованиям явления оптической накачки уделялось большое внимание в работе многих научных групп. Практически с самого открытия этого явления [26] выбор объектов исследований долгое время ограничивался атомными системами в основном или метастабильном состояниях с нулевым орбитальным моментом (атомы щелочных металлов ( Si/2), ртуть ( So), гелий ( Si) и др.) [7]. Такой выбор в большой степени определялся высокой скоростью деполяризации нижнего состояния перехода вследствие столкновений с буферным газом и со стенками сосуда для атомов с L 0, сечения деполяризации для которых составляли 10 14 см2, в отличие от необычайно малых значений сечений деполяризации, например, для щелочных металлов в основном состоянии (-10" - 10 см ). Лишь значительно позднее было обращено внимание на то, что объемная структура метастабильного 3Р2 состояния атомов благородных газов (Ne, Аг, Кг и Хе) в определенной мере близка к структуре щелочных металлов в основном состоянии, ибо характеризуется единственным s-электроном с главным квантовым числом п и однократно ионизованным р-ядром с главным квантовым числом п-1. Однако в случае щелочных металлов электроны атомного остова формируют замкнутую So- оболочку, в то время как электроны атомного остова благородных газов имеют 3Р3/2 - конфигурацию. Измерения, проведенные в неоне, показали, что сечения столкновительной деполяризации составили 4.3-10 17ст2 (для Не) и -116-КГ17cm2 (для Ne), что делает возможным накопление спиновой поляризации [27]. Для наблюдения спектроскопических особенностей проявляющихся при оптической накачке необходимо определить ряд принципиальных требований к выбору, как схемы перехода, так и объекту исследования. В большой степени результаты будут определяться выбором схемы перехода, а именно, Jm= Jn= 2, для которой переход и0 - т0 запрещен в дипольном приближении для линейно поляризованного ориентирующего излучения. К числу наиболее важных требований можно отнести следующие. 1. Нижний уровень перехода должен быть метастабильным. 2. Полные угловые моменты верхнего и нижнего состояний перехода Jm=Jn 2 ( для линейно поляризованного ориентирующего ПОЛЯ переход иО - тО запрещен). 3. Населенность метастабильного уровня должна быть относительно велика. 4. Рабочее давление исследуемого газа не должно приводить к деполяризации состояний перехода. 5. Наконец, в исследуемом объекте должен проявляться эффект оптической накачки.
Таким образом, по перечисленным требованиям одним из наиболее перспективных объектов для изучения проблемы взаимодействия интенсивного поляризованного излучения с вырожденной ориентируемой системой с метастабильным нижним уровнем являются атомы благородных газов и, в частности, неон, упрощенная схема энергетических уровней которого представлена на рисунке 1.1.
Для возбужденных состояний атомов инертных газов наблюдается сильное отступление от L-S связи между моментами и реализуется так называемая/-/связь. Атомный остаток характеризуется числами L, S и/, где L - орбитальный момент атомного остатка, S - спин атомного остатка и у - полный момент атомного остатка. J - полный момент атома. Состояние (LS j I) - дает ряд уровней, каждый из которых характеризуется квантовым числом К, соответствующим моменту К=/ + /. Спин-орбитальное взаимодействие возбужденного электрона приводит к расщеплению каждого уровня на ряд j-компонент. По этой схеме уровень характеризуется набором квантовых чисел LSjlKJ. В таблицах Мур [44] приведена следующая запись /-/ связи: 2S+lL/?/[K]j . Пашен проанализировал спектр неона, когда схема энергетических уровней неона была неизвестна. В литературе до сих пор обозначения Пашена энергетических уровней встречается довольно часто. Эта запись, хотя и не имеет прямого физического смысла, проста в употреблении. В дальнейшем в работе (ив тексте , и на схемах уровней) часто будет использоваться обозначение уровней атома неона по Пашену.
Изотоп Ne был взят в качестве исследуемого объекта. Эксперименты были поставлены на переходе ls5(2p53s[3/2] 2) -2р8(2р5Зр[5/2]2), длина волны которого X = 633,44 нм [17,18]. Приведем некоторые характеристики выбранного перехода. Численные значения радиационных параметров взяты из [25]: - первый коэффициент Эйнштейна Атп=\36Л0 с , - скорость релаксации верхнего уровня Гда =4.05-10 с , - коэффициент ветвления а = 0336. Исходя из этих данных, можно оценить также и насыщенный коэффициент поглощения на переходе: аш = (10 х AiV) см", где AN із разность населенностей уровней ls5 и 2р8 . При возбуждении метастабильного уровня в условиях тлеющего разряда соотношение населенностей уровней ls5 и 2pg оказывается 102 [22], а потому аа \0 N(\s5). Что же касается собственно населенностей, то при давлениях Ne р = 1 торр и разрядном токе I = 60 мА в трубке диаметром 10 мм N(ls5) = 5.5-10 см"3 [28], и в условиях, выбранных для проведения эксперимента (р = 2-10-2 торр, I = 15 мА), N(ls5)= 7.6-109см"3, обуславливается столкновениями с атомами и электронами газоразрядной плазмы и по порядку величины составляет Гп 105 с 1, а Гт =2-107 с" . Длина поглощающего слоя в положительном столбе разряда была 7 см. В качестве источника излучения использовался непрерывный перестраиваемый лазер (НПЛК) на красителе ДСМ с накачкой излучением аргонового лазера. Излучение НПЛК на растворе органического красителя ДСМ в этиленгликоле перекрывает область длин волн 6000-6500,4 и имеет достаточно высокую выходную мощность. Резонатор, использованного в экспериментах НПЛК, был собран в жесткой арматуре по V-образной схеме, скомпенсированной на астигматизм и образованной плотными сферическими зеркалами и плоским выходным зеркалом с пропусканием Т=4%. Для получения грубой перестройки по длине волны и предварительного сужения ширины линии генерации в резонатор помещался трехкомпонентный фильтр Лио, позволявший получать излучение с шириной 0,3Д. Одночастотный режим генерации достигался введением в резонатор лазера тонкой поглощающей пленки из никеля, вакуумнонапыленнои на плоскую, просветленную с противоположной стороны, кварцевую подложку, с пропусканием 75%. Пленка обеспечивала существенное разрежение мод и, однако, не исключала возможности возникновения генерации на далеко отстоящих (0,3 4) модах.
Для подавления этих паразитных мод в резонатор помещался наклонный эталон Фабри-Перо с толщиной d= 1,2мм и коэффициентом отражения от каждой грани 5%. Кварцевая подложка с поглощающей пленкой, селектором продольных мод, наклеивалась на пьезокерамику, которая подстраивалась в оптимальное положение подачей на нее управляющего напряжения от отдельного электронного блока -автоподстройки селектора. Получаемая ширина линии генерации НПЛК в описанной схеме составляла 2 МГц при выходной мощности излучения Рв = 50 мВт на X = 6300,4 (при мощности накачки 3 Вт)(см. рисунок 2.1.). Плавная перестройка частоты лазера осуществлялась подачей напряжения на пьезокерамики, на которых были установлены зеркала резонатора. Тщательный подбор напряжения управления пьезокерамик позволил получить плавную перестройку частоты лазера в области « 4 ГГц, при этом предварительная настройка частоты лазера производилась наклоном внутреннего эталона с точностью « 2 ГГц. Таким образом, при последовательном установлении частоты генерации с помощью фильтра Лио и эталона, а затем последующим плавным ее изменением достигалась настройка на любой участок спектра в области 6000-6500Д.
Анализ данных экспериментального исследования эффекта сильного поля в спектроскопии вырожденных метастабильных состояний атома (переход 1S5 - 2р8 Ne20)
Помимо ориентирующего действия лазерной накачки, в принципе существует другой, дополнительный механизм увеличения заселенности подуровня пО и таким механизмом может быть анизотропность процессов возбуждения, которые описываются матрицами скоростей возбуждения, QMM Чмм , т.е. они могут и не быть сферически симметричными. Метастабильные состояния обычно исследуются в условиях газоразрядного возбуждения. Известно, что в газоразрядных трубках возбуждение не изотропно, оно обладает аксиальной симметрией (см. например [15]). Анизотропия возбуждения может быть обусловлена анизотропностью поля излучения в разрядной трубке, анизотропией потоков электронов и другими обстоятельствами. Для нас важны не столько причины анизотропии возбуждения, сколько сам факт ее существования.
Тензор возбуждения имеет наиболее простой вид в системе координат, в которой ось z направлена вдоль оси трубки, а ось х - по радиусу ее сечения [15]. После ряда соответствующих преобразований, связанных с переходом в систему координат с осью z , направленной вдоль Ei (вектора электрической напряженности поля накачки) [24, 15, 16, 11, 12], можно получить выражение для поглощаемой мощности пробного поля Р2, где N(fii) следует заменить на величину N(2i)+Na(2]), причем a N(Qi) определяется формулой (2.47) и задает заселенную часть Р2. Отличие N(Qi) от выражений (2.48) - (2.51) связано с зависимостью насыщенных разностей населенностей рм гйи от М. Введем обозначение где р -г - среднее по М значение (изотропная часть), Арм относительная доля разности заселенности, обусловленная анизотропией. В согласии с формулой (2.60) можно принять что будет почти правильным, если QM qM. Расчет показывает, что при выполнении равенства (2.70) изменение АН амплитуды Н из-за анизотропии заселенностей дается формулой ( для к » Из приведенного выражения следует, что АН 0 при любых значениях а. С уменьшением а коэффициент при Ар2 изменяется от 0.35 (а =1) до «0.01. Таким образом, заселенностный эффект анизотропии возбуждения увеличивает амплитуду резкой структуры в спектре поглощения пробного поля, если она имеет вид пика, а в случае провала уменьшает его глубину. Зависимость анизотропной части Na(fi,) от kv описывается двумя лоренцианами с полуширинами Гь Г2 , и амплитуды их несколько отличаются от В), В2, т. е. анизотропия заселенностей в данном отношении не приносит чего-либо качественно нового. В отличие от этого, корреляционная часть JVfl(Q,) обладает существенно иными свойствами. Пользуясь результатами [14] находим которая мало отличается от (2.76) при Г;» Г. Корреляционная часть Na(Q{) эффективной разности заселенности, как и N(Q,), состоит из лоренцианов, однако полуширины Г5 и Г6 качественно отличаются от ранее фигурировавших полуширин Г], Г2. Для последних при к » 1 характерна зависимость Г,,Г2 «гч/їг. Подобному закону подчиняются и Г7. Полуширины же Г5 и Г6 при больших к обладают более сильной зависимостью от мощности ориентирующего поля: т.е. они пропорциональны интенсивности сильного поля, а не его амплитуде. Можно показать, что полевая зависимость скоростей релаксации типа Г5, Гб имеет место в тех случаях, когда в трехуровневой системе оптически разрешен один переход и резонансное ему поле "смешивает" (или связывает) поляризации на двух других, запрещенных переходах. В нашем случае трехуровневыми системами служат тройки подуровней тО, т2, п2 и пО, п2, т2. В этих системах разрешен переход т2 - n2 , а оптически запрещены соответственно тО - т2, тО - п2 и пО - п2, пО -т2. Линейная зависимость Г5 и Гб от мощности формально связана и с тем обстоятельством, что переход пМ - тМ для М = 0 запрещен. Поэтому подобная связь релаксационных характеристик и к для М = 2 возможна лишь при Jn =Jm 2. Напомним, что зависимость Гб от к характеризует полевое возмущение М - обмена в метастабильном состоянии п. В отличие от Г6, полуширина Г5 связана с М - обменом в верхнем, короткоживущем уровне т. Поэтому полевая часть Г5 также пропорциональна к, но она содержит малый множитель Гп/ Гт и может на несколько порядков отличаться от Г6. Полуширина Г7 занимает (при к.» \) промежуточное положение по отношению к Г5 и Гб: Таким образом, три лоренциана, составляющие N„(0,), могут обладать существенно различающимися полуширинами. Лоренциан с малой полушириной Г5 - "отрицательный" (С5 0). Следовательно, согласно формулам (2.76), (2.81), он должен проявляться в спектре поглощения в виде провала значительно более узкого, чем вся остальная структура. Амплитуда С5 становится заметной лишь при очень больших интенсивностях ориентирующего поля, когда кГ„/Ги 1, и продолжает увеличиваться с ростом к, не испытывая спектре поглощения должны давать пики (а не провалы). Учитывая тот факт, что сумма корреляционная часть эффективной разности населенности при 1\ =0 будет определяться амплитудой С5: JVa(Q, =0) -С5. Равенство (2.82) означает, что Na(Q{) приводит к общему уменьшению структуры Беннета в "крыльях" контура. Особенно сильно при этом проявляются составляющие С и Сб: С задает неселективное по скоростям уменьшение эффективной разности заселенности, аналогичное однородному уширению, а Сб есть амплитуда лоренциана с большой полушириной, которая при достаточно больших, легко достижимых к может быть сравнима с доплеровской шириной.
Спектроскопические проявления эффекта светового давления на переходе Jn=2 -> Jm=2 атома Ne
Амплитудно-частотные характеристики широкой подкладки наблюдаемого спектра поглощения пробного поля в присутствие сильного ориентирующего поля, как было показано в начале этой главы, несут важную информацию о вкладе корреляционных резонансов в реально наблюдаемую форму линии поглощения и могут быть проанализированы для условий проведенных экспериментов. Напомним, что при О. » Г наибольший вклад в форму линии поглощения пробного поля должны внести корреляционные резонансы с амплитудой С и Сб (2.77 и 2.79). Для установления характера поведения в зависимости от к широкой подкладки был проведен численный анализ экспериментальных спектров, который показал, что наилучшее совпадение с максвелловским контуром наблюдается для спектров 2 и 3. Результаты анализа приводятся на рисунке 10.2. для спектров 3, 4 и 5. Здесь кружками указаны оцифрованные участки экспериментальных спектров, а пунктирной линией - теоретические значения, соответствующие максвелловскому контуру линии поглощения. Основная тенденция, которая прослеживается из проведенного анализа, проявляется в прогрессирующем расхождении экспериментальных результатов от максвелловского контура на крыльях, что качественно совпадает с выводами теоретического анализа. Однако определить численные значения Си С6 , видимо невозможно, поскольку каждый из коэффициентов зависит от параметров (значения недиагональных членов матрицы возбуждения), величины которых на данный момент неизвестны.
И, наконец, дуплетное расщепление пика линии поглощения пробного поля для спектров 3, 4, 5 имеет явно выраженную асимметрию. Анализу возможных причин такой ассимметрии будет посвящена следующая глава диссертации.
Основные результаты, изложенные в этой главе, опубликованы в работе Kartashov I.A., Rautian S. G., Shishaev A. V., "The strong field affects in spectroscopy of coherent states of degenerated metastable atoms", Physics of Vibrations, Arlington Press Ltd, USA, 1998, p. 143-149 , и доложены на XI Международной Вавиловской конференции: Карташов И.А., Раутиан С.Г., Шишаев А.В., "Эффекты сильного поля в спектроскопии вырожденных метастабильных атомов", Proc. SPIE, Nonlinear Optics ( Proc. of IVC-XI), 1998, v.3485, p. .
Полученные в эксперименте спектры насыщенного поглощения имеют довольно сложную структуру, состоящую из суперпозиции нескольких лоренцианов с амплитудами разных знаков, что в результате дает, как видно из предыдущего анализа, на фоне широкой доплеровской подкладки пик в поглощении, у которого при определенных параметрах насыщения в центре появляется провал. Или иными словами, формируется дуплетная структура, которая к тому же ещё и асимметрична. Природу этой асимметрии попытаемся объяснить в этой главе диссертации.
При аналитическом рассмотрении взаимодействия интенсивного лазерного излучения с атомами с вырожденными метастабильными уровнями при усреднении по скоростному распределению предполагалось, что распределение атомов по скоростям в таких системах максвелловское равновесное. В научной литературе этому вопросу посвящено довольно много работ. Авторами [33,34] показано, что при больших параметрах насыщения и достаточно больших временах взаимодействия сильного резонансного поля с атомной системой распределение атомов по скоростям в такой системе становится неравновесным. В работах [31,32] была разработана методика численного анализа влияния светового давления на скоростное распределение атомов во взаимодействующей с резонансным световым полем двухуровневой атомной системе. В нашем случае, когда имеем дело с атомной системой, у которой нижний энергетический уровень метастабильный и вырожденный, возникают некоторые дополнительные особенности.
Важнейшим свойством вырожденных атомных систем применительно к процессам резонансного взаимодействия с лазерным излучением является образование нескольких двухуровневых М - подсистем, связанных между собой спонтанными и вынужденными переходами (М -магнитное квантовое число уровня). В результате система кинетических уравнений, описывающих процесс взаимодействия, оказывается даже без учета корреляций между магнитными подуровнями системой 2М-порядка. Получение точных аналитических решений таких систем уравнений при М 2 оказывается, как видно из первой главы диссертации, трудно осуществимым. Поэтому при решении пришлось использовать приближения по ряду параметров. Подобный подход не позволяет детально проследить за динамикой поведения ряда информативных характеристик, таких как форма линии поглощения, населенности зеемановских подуровней и др., в зависимости от варьируемых параметров (интенсивностей ориентирующего и пробного полей, коэффициента ветвления и т.д.). При этом не исключается потеря важных особенностей рассматриваемых процессов, в том числе, и вследствие трудности их корректного учета (например, влияния светового давления). Современные вычислительные методы в большей степени снимают перечисленные ограничения и позволяют провести анализ кинетического уравнения для произвольных значений как интенсивностей ориентирующего и пробного полей, так и полных моментов нижнего и верхнего состояний атома.
Попробуем численно промоделировать спектры насыщенного поглощения, получающиеся при взаимодействии резонансного поля с вырожденными атомными системами.
Задача о взаимодействии метастабильных состояний атомов с лазерным излучением в силу их специфики является существенно нелинейной, требующей конкретизации схемы уровней и свойств резонансного излучения. Поэтому в дальнейшем будем рассматривать переходы между уровнями тип атома Ne со значениями полных моментов Jn =2 - Jm =2 и Jn =2 - Jm =1. Однако результаты справедливы и для переходов других атомов с указанными значениями полных моментов.
Будем рассматривать задачу о спектре поглощения пробного поля в присутствии излучения сильного поля той же частоты и встречного направления распространения. Излучение сильного поля с напряженностью Е\ предполагается в виде плоской монохроматической волны (частота со, волновой вектор к), резонансной атомному переходу m - п (частота перехода comn) с линейной, либо круговой а+ поляризацией.
Излучение пробного поля с напряженностью Ег предполагается плоской монохроматической волной (частота г = ю, волновой вектор кг = -к) с круговой & поляризацией, распространяющейся навстречу сильной световой волне. Данная постановка аналогична условиям эксперимента. Случай пробной волны линейной поляризации ортогональной сильному полю также сводится к рассматриваемой задаче. Давление газа опять считаем достаточно малым, в этом случае столкновениями можно пренебречь, а единственный механизм релаксации обусловлен спонтанными переходами в атоме.
В случае линейной поляризации сильного поля будем рассматривать задачу в системе координат с осью квантования z вдоль направления напряженности поля Е\. В этой системе координат сильное поле индуцирует переходы с изменением значений магнитного квантового числа AM =0 (рисунок 1.3), при этом спонтанные переходы наблюдаются при изменении АМ= 0, ±1. В данной задаче считаем, что сильное поле устанавливает неравновесную заселенность по магнитным подуровням, а коэффициент поглощения слабого поля определяется этой неравновесной разностью заселенностей.
Результаты экспериментальных исследований переходов ls5-2p2(J=2->J=l)Hls5-2p4(J=2->J=2)Ne20
В случае перехода в атоме с Jn =2 — Jm =1 дипольные моменты и вероятности спонтанных переходов между магнитными подуровнями различаются незначительно (при этом А0о и d0o отличны от нуля), а отношение максимальной вероятности Аоо к минимальной вероятности An (An =A.i_i) равно 4/3. В данном случае сильное поле линейной поляризации Ej , индуцируя вынужденные переходы с изменением магнитного квантового числа AM = 0, приводит вследствие оптической накачки к уменьшению населенностей нижних уровней с М=0, ± 1 (возникают провалы в функции распределения частиц) и увеличению населенностей уровней с М=± 2 (пик в функции распределения), при этом различие полевого уширения пика и провалов незначительно. Данные обстоятельства делает ситуацию существенно отличной от рассмотренной выше на переходе между уровнями с полными моментами Jn = Jm =2.
Численные решения модифицированной системы уравнений (3.1-3.3) с соответствующими значениями параметров перехода (вероятностей спонтанного перехода, дипольного момента и коэффициентов векторного сложения) дают следующие особенности в форме коэффициента поглощения встречно направленного пробного поля круговой поляризации. Спектр поглощения пробного поля вблизи центра линии атомного перехода представляется суммой трех лоренцианов на фоне широкой доплеровскои подкладки. При этом на переходах с магнитных подуровней М =0, ± 1 в форме линии вблизи центра будет наблюдаться провал, а на переходах с подуровней М=± 2 возникает пик. Важно то, что амплитуды и спектральные ширины пика и провалов отличаются незначительно вследствие незначительного различия вероятностей и дипольных моментов для переходов с разных магнитных подуровней. Результирующий спектр поглощения также зависит от коэффициента ветвления а: при значениях а 0.65 вблизи центра линии наблюдается характерный провал, а при значениях а = 0.65-И вместо традиционного провала наблюдается пик поглощения. Спектральные ширины пика и провала определяются интенсивностью сильного поля, а их частотное поведение аналогично зависимостям, представленным на рисунках 2.3 и 5.3. При этом в пике поглощения не проявляется ду/тлетная структура расщепления, характерная для пика поглощения на переходе Jn =2 - Jm =2. В связи с тем, что модельные расчеты с равновесным распределением частиц по магнитным подуровням давали симметричное расщепление пика резонанса (рисунок 3.3), а наблюдаемые в эксперименте амплитуды компонент пика различны (рисунок 7.3), то были проведены исследования влияния силы светового давления, обусловленного сильным полем, на форму резонанса насыщенного поглощения. В основу исследований была положена методика, развитая в работах [31,32]. Для переходов с возбужденных состояний атомов в отличие от переходов с основного состояния действие силы светового давления имеет специфику, обусловленную следующими факторами. Во-первых, конечным временем жизни нижнего состояния и наличием нескольких каналов распада верхнего состояния. В этом случае время резонансного взаимодействия атома с сильным полем xtr будет определяться вероятностью спонтанного перехода и параметром ветвления а как tr = А; /(1-а),при этом время Доказывается одинаковым для всех атомов ансамбля, в отличие от случая взаимодействия атомов в основном состоянии, когда время взаимодействия определяется временем пролета атома через световой пучок. Во-вторых, различием в значениях дипольного момента и вероятностей переходов между вырожденными подуровнями с разным значением магнитного квантового числа, вследствие чего действие светового давления, обусловленного сильным полем, будет оказывать разное влияние на распределение частиц на этих магнитных подуровнях. Анализ показывает, что максимальное влияние сильного поля проявляется в распределении частиц на подуровнях с М = ±2. Распределение частиц на подуровнях в поле сильной световой волны определялось из решения уравнения Фоккера-Планка, имеющего следующий вид при условии малости доплеровского сдвига частоты атома kur=hk lm ( т- масса атома) по сравнению с однородной шириной перехода (kvr« Г) [33,34]: Знаки ± соответствуют частицам, движущимся вдоль и против волнового вектора сильного светового поля К. Уравнение Фоккера-Планка (3.4) решалось численно на двумерной сетке [600 ,1000] с шагом изменения значений относительной скорости к-Аи2/Г = 0,5 -т-0,1 и шагом изменения относительного времени (г, =Kor) Дг= 0,1 -f0,05. При этом в расчетах использовались следующие атомные параметры: наиболее вероятная скорость и, » 7x102 Г/ к при температуре газа Т = 300 К , длина волны излучения Я « 633 нм, частота отдачи Асог = ког= З.ЗхЮ5 с"1, отношение Асог /Г 5х10"2, значения параметра насыщения К варьировались в диапазоне 0,14-104. Относительное время взаимодействия атома с сильным полем (в течение которого происходит изменение функции скоростного распределения частиц) составило величину хг « 0,5 -s- 1 при значениях параметра ветвления а 0,9 -т-0,95. Напомним, что при данных значениях образуется дуПлетный характер спектра насыщенного поглощения. Результаты расчетов поведения формы резонанса насыщенного поглощения вблизи центра линии перехода атома Ne в зависимости от параметра насыщения сильного поля к с учетом неравновесного распределения частиц приведены на рисунке 6.3. Из характера поведения представленных зависимостей видно, что при параметрах насыщения к 50 действие силы светового давления проявляется в асимметрии пика поглощения, а при значениях Х" 100 - в соотношении амплитуд дуплета расщепления пика. На рисунке 8.3. представлено частотное поведение относительного изменения коэффициента поглощения пробного поля [K 0-K )IKQ В зависимости от интенсивности сильного поля, отражающее непосредственно проявление эффекта светового давления на исследуемом переходе. Отметим хорошее количественное согласие между экспериментальными [5] и расчетными данными по относительному изменению амплитуд дуплета расщепления: максимальное расчетное значение составляло 9 %, а из эксперимента 8%.
