Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 5, с. 330-335 © 2015г. 10 марта
Атомы щелочных металлов в сильных магнитных полях: "направляющие" атомные переходы задают характеристики всех
переходов О^линии1)
А. Саргсян2\ Г. Ахушян, А. Папоян, Д. Саркисян Институт физических исследований НАН Армении, 0203 Аштарак, Армения
Поступила в редакцию 22 декабря 2014 г.
После переработки 20 января 2015 г.
Показано, что в спектре Бх-лпнип атомарных паров щелочных металлов при возбуждении тт-поляризованным излучением в сильном поперечном магнитном поле имеются особые "направляющие" (указывающие) атомные переходы между магнитными подуровнями сверхтонкой структуры. Зависимость частотного сдвига направляющих переходов от магнитного поля, равно как и их дипольных моментов, является асимптотической для всех остальных переходов. Эксперимент, проведенный с использованием наноячейки с парами Шз толщиной, равной половине длины волны (А/2-метод) для обеспечения субдоплеровского спектрального разрешения, полностью подтвердил наличие направляющих переходов. В спектре пропускания в магнитных полях > 4кГс регистрируются две группы по 6 переходов для 8БШз и две группы по 4 перехода для 87Шз. В каждой из четырех групп выявлен направляющий переход. Также зарегистрированы четыре перехода, запрещенные при В = 0, вероятности которых с увеличением магнитного поля тоже стремятся к вероятностям направляющих переходов.
БО!: 10.7868/80370274X15050045
Появление новых методик субдоплеровской спектроскопии атомарных паров на основе сверхтонких ячеек и сильных постоянных магнитов позволило исследовать поведение сверхтонкой структуры атомов щелочных металлов в сильных магнитных полях вплоть до наблюдения режима Пашена-Бака на сверхтонкой структуре (ПБС). При этом высокое спектральное разрешение дает возможность выделять и идентифицировать многочисленные отдельные переходы между магнитными подуровнями [1— 5], а предельно малая толщина зоны взаимодействия обеспечивает высокую однородность магнитного поля при использовании очень сильных постоянных магнитов, поле которых является сильноградиентным. Было продемонстрировано гигантское возрастание вероятности запрещенных в нулевом магнитном поле переходов 6¿>1/2, Рд = 3 —>• 6Р3/2, Ре = 5 Бг-линии Се, которые становятся доминирующими в спектре поглощения при В = (200—3200) Гс [6]. В [7] обнаружена группировка 16 переходов между магнитными подуровнями в 2 системы по 8 переходов в случае круговой поляризации (<т+ или <т~) лазерного излучения в магнитном поле В > 5 кГс.
^См. дополнительные материалы к данной статье на сайте нашего журнала www.jetpletters.as.ru том 101, вып. 5.
2)e-mail: sarmeno@mail.ru
Помимо фундаментального интереса, эти работы имеют практический потенциал. В качестве применений можно указать: 1) формирование частотного репера, перестраиваемого вплоть до ± 15 ГГц относительно исходных атомных уровней Rb и Cs, а также привязку частоты лазера к сильно смещенным переходам (активная стабилизация) [8]; 2) разработку магнитометра для картографирования сильно неоднородных магнитных полей с субмикронным пространственным разрешением [9]; 3) оптический изолятор на на эффекте Фарадея в парах Rb в сильных магнитных полях [4,10].
В настоящем письме впервые сообщается о наличии так называемых направляющих атомных переходов ("guiding" atomic transitions, GAT) в системе переходов между магнитными подуровнями Di-линий атомов всех щелочных металлов в случае линейной (7т) поляризации. Они позволяют априори предсказать вероятности всех атомных переходов в своей группе в сильных поперечных магнитных полях, а также величину производной s их частотных сдвигов по магнитному полю. В случае Бг-линий GAT-переходы отсутствуют. Экспериментальное подтверждение этого эффекта получено в парах рубидия с использованием ячейки полуволновой толщины (А/2-метод).
На рис. 1 приведена диаграмма переходов для изотопов 85 Шз и 8'Шз в умеренных поперечных маг-
85.
Rb
m, -5/2 -3/2-1/2 1/2
87.
Rb
Рис. 1. Диаграмма атомных переходов Di-линии 86Rb (22 компоненты) и 8'Rb (14 компонент) в магнитном поле В < Во в случае 7г-поляризованного излучения (AF = 0, ±1, Amp = 0, заштрихованные переходы запрещены). Квадратами выделены GAT-переходы
нитных полях (штрихами отмечены верхние уровни атома). При В < Во расщепление атомных уровней описывается полным моментом атома F = J + I и его проекцией ???р, где J = L + S - полный угловой момент электрона, а I - магнитный момент ядра (/ = 5/2 и 3/2 для 85Rb и 8'Rb соответственно). В сильном магнитном поле имеет место значительное изменение вероятности атомного перехода между магнитными подуровнями ???р (см., например, [11]). Для этого достаточно, чтобы возмущение, индуцированное внешним магнитным полем, вызвало "перемешивание" хотя бы одного подуровня ???р нижнего или верхнего уровня F с магнитным подуровнем уровня F±1 при неизменных значениях квантовых чисел L, J и m.F [1,12-14]. Как видно из рис. 1, для двух боковых переходов 85Rb (F = 3, nip = ±3 —> F' = 3, ???F' = ±3) и 87Rb (F = 2, ???f = ±2 —» F' = 2, ???F' = ±2), отмеченных буквами GAT, как для нижнего (???f), так и для верхнего (???р') магнитного подуровня не имеется соседних магнитных подуровней, с которыми может происходить перемешивание. Вероятности этих переходов не зависят от магнитного поля. Вероятности остальных переходов подвержены модификации.
По мере усиления магнитного поля происходит разрыв связи между J и I (режим ПБС). В таком случае расщепление атомных уровней описывается проекциями ???j и ???i (см. рис.2). Для атомов 85Rb и 8'Rb режим ПБС устанавливается при полях В Во = j4hfs//t'B ~ 0.7 и ~ 2 кГс соответственно,
Рис. 2. Диаграмма атомных переходов Di-линии Rb (12 компонент) и 8| Rb (8 компонент) в магнитном поле В Во (режим ПБС) в случае 7г-поляризованного излучения (Amj = 0 и Ami = 0). Квадратами выделены GAT-переходы
где Д^з — постоянная сверхтонкой структуры уровня 651/2, а /.(в ^ магнетон Бора [15]. Из рисунка видно, что в режиме ПБС число переходов для 85Rb и 8^Ь составляет 12 и 8 соответственно, т.е. в сильных магнитных полях происходит уменьшение числа переходов с 36 до 20 [7].
Для количественного определения частот и вероятностей атомных переходов была использована известная модель на основе матрицы гамильтониана в магнитном поле с учетом всех переходов внутри сверхтонкой структуры [1,12—14]. На рис.3 приведены расчетные зависимости частоты перехо-
2000 4000 6000 8000 10000 Magnetic field (G)
Рис. 3. Расчетные величины частот переходов 1—12 (85Rb) и l'S' (87Rb) в зависимости от В. При В > Во переходы перегруппировываются в две группы по 6 для 86Rb, и в две группы по 4 для 8'Rb. Наклоны s групп задаются GAT-переходамп (выделены квадратами)
332
А. Саргсян, Г. Ахушян, А. Папоян, Д. Саркисян
дов от напряженности магнитного поля. При В В о переходы перегруппировываются, образуя четыре группы: две по 6 переходов для 85Шз и две по 4 перехода для 87ИЬ. Для удобства восприятия на рисунке отмечены начальные (нижние) уровни.
Показательны значения в наклона зависимости частотного сдвига от В для САТ-переходов (их номера заключены в квадраты), которые при В ^ Во являются асимпотами для переходов в своей группе. Для 85Шз это переходы б (в = 0.93 МГц/Гс) и 12 (в = -0.93 МГц/Гс), а для 87Шэ - переходы 4' (в = 0.94 МГц/Гс) и 8' (в = -0.94 МГц/Гс). Эти величины легко получить, зная факторы Ланде, определяемые квантовыми числами нижнего и верхнего состояний [15]. При В В о частотные сдвиги уровней становятся линейными по В и описываются простой формулой [15]
Е\3,тз, 1,т:) = АШ'П1 ] /Щ + ¿4В (бМ™Л + ЯРЩ )В (1)
со следующими значениями: константа сверхтонкой структуры АЫв = Н ■ 3.417ГГц (87ИЬ б^/з), Н х х 1.011 ГГц (85ИЬ 5281/2), /г-408МГц (87Шэ 52Р1/2) и /г • 120.5 МГц (85ИЬ 52Р1/2); факторы Ланде для полного момента электрона дз = 2.002 (5281/2), 0.666 (52Р1/2) и момента ядра ш = -0.0009 (87ИЬ), -0.00029 (85Шэ) [15]. Таким образом, в режиме ПБС легко определить частотный сдвиг любого перехода Вх-линии щелочного металла в магнитном поле.
Расчетные величины дипольных моментов переходов в зависимости от В приведены на рис. 4. Как
2000 4000 6000 Magnetic field (G)
8000
Рис. 4. Расчетные величины дипольных моментов переходов в зависимости от В. При В ^ Во дипольные моменты всех переходов стремятся к неизменному значению для САТ-переходов (номера в квадратах). Номера переходов, запрещенных при В = 0, отмечены кружками
видно, при В Во дипольные моменты всех переходов асимптотически стремятся к значениям для на-
правляющих САТ-переходов (по модулю 4.4 • 10~18 ЕБи) [15], причем в силу малости выравнивание устанавливается быстрее для 85Шз. Заметим, что при В = 0 переходы под номерами 2' и 6' (87Шз), а также 3 и 9 (85Шз) имеют нулевые значения дипольных моментов. Однако с ростом В их величины быстро возрастают и также стремятся к асимптотам.
Эксперимент проводился по схеме, приведенной на рис. 5. Для регистрации спектра поглощения с
Рис.5. Схема экспериментальной установки: ECDL -диодный лазер, FI - фарадеевский изолятор, PBS - поляризационная призма, 1 - основная наноячейка с Rb, L - линза, РМ - постоянные магниты на магнитопро-воде (см. вставку), 2 - реперная наноячейка с Rb, 3 -фотоприемник, 4 - цифровой осциллограф
субдоплеровским разрешением использовалась наноячейка с парами Rb толщиной в полдлины волны: L = А/2 = 397.5 нм (так называемый A/2-метод). Достаточная плотность паров, N ~ 1013 см~3 достигалась нагревом наноячейки до 120° С (детали конструкции см. в [16,17]). Наноячейка помещалась между сильными постоянными магнитами, соединенными магнитопроводом (см. нижнюю вставку к рис.5), что обеспечивало величину В ~ бкГс. Катушка с регулируемым током, намотанная на магни-топровод, позволяла изменять магнитное поле примерно на ± 1 кГс.
Излучение перестраиваемого узкополосного диодного лазера с внешним резонатором (ECDL) с длиной волны 795 нм и шириной ~ 1 МГц, резонансное с Di-линией атомов Rb, фокусировалось линзой в на-ноячейку (размер перетяжки около 0.4 мм) и колли-мировалось на выходе второй линзой. Взаимная ориентаци
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.