ОПТИКА И СПЕКТРОСКОПИЯ, 2004, том 96, № 3, с. 373-379
АТОМНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ
УДК 535.343.4
ЭФФЕКТ ЗЕЕМАНА НА СВЕРХТОНКОЙ СТРУКТУРЕ АТОМНОН ЛИНИИ СУБМИКРОННОГО СЛОЯ ПАРОВ 87ИЬ
© 2004 г. Д. Г. Саркисян*, А. В. Папоян*, Т. С. Варжапетян*, К. Блуш**, М. Аузиньш**
*Институт физических исследований НАН Армении, 378410 Аштарак-2, Армения **Факулътет физики и математики Латвийского университета, ЬУ-1586 Рига, Латвия
Поступила в редакцию 20.05.2003 г.
Разработана сверхтонкая ячейка (СТЯ) с клиновидным зазором, позволяющая формировать столб паров атомов ЯЪ с варьируемой толщиной в пределах 100-600 нм. Экспериментально продемонстрировано, что применение СТЯ и широко распространенных диодных лазеров позволяет спектрально разрешить отдельные переходы между зеемановскими подуровнями сверхтонкой структуры линии Э1 87ЯЪ (переходы Fg = 1, 2 —► Fe = 1, 2) в спектре резонансной флуоресценции во внешнем магнитном поле (В ~ 200 Гс). Это создает возможность реализации систем, состоящих из невырожденных атомных уровней. Для сравнения показано, что в обычной ячейке (длина 1-10 см) в спектре флуоресценции во внешнем магнитном поле ~200 Гс переходы между зеемановскими подуровнями продолжают оставаться полностью скрытыми под допплеровски уширенным профилем. Полученные результаты могут быть использованы для создания простого магнитометра на основе СТЯ с ЯЪ для измерения магнитных полей с субмикронным локальным пространственным разрешением.
1. ВВЕДЕНИЕ
В последние годы опубликован ряд теоретических и экспериментальных работ, посвященных спектроскопии атомарных паров с толщиной слоя Ь ~ 10-1000 мкм [1-8]. Примечательно, что субдопплеровская структура с одним пучком резонансного излучения накачки проявляется уже при Ь ~ 10 мкм [1], однако для ее выявления необходимо дополнительно применять частотную модуляцию (ЧМ) лазерной частоты [1-3].
Недавно было показано, что использование сверхтонкой ячейки (СТЯ) с толщиной столба паров атомов Ь ~ 150-300 нм и применение обычного лазерного диода (без техники ЧМ) достаточно для разрешения сверхтонких атомных переходов Б2 линии Се [9]. Важно, что линейный режим (по интенсивности накачки) резонансной флуоресценции и поглощения выполняется вплоть до ин-тенсивностей 100 мВт/см2 [9] и в противоположность спектроскопии насыщения поглощения, которая основана на сильно нелинейном процессе, позволяет измерять вероятности отдельных сверхтонких атомных переходов.
Как отмечалось в [9], субдопплеровская ширина атомных переходов в СТЯ в случае флуоресценции более узкая, чем в случае поглощения, и поэтому в ряде случаев использование спектра резонансной флуоресценции может быть более целесообразным.
Целью настоящей работы является изучение возможности полного спектрального разрешения переходов между зеемановскими подуровнями в спектре флуоресценции с помощью СТЯ с ЯЪ в относительно небольших магнитных полях. Реа-
лизации лучшего спектрального разрешения зее-мановских компонентов способствуют следующие условия: разные знаки и по возможности большая величина факторов Ланде gF нижнего Fg (основного) и верхнего Fe (возбужденного) сверхтонких уровней, чтобы увеличить частотный сдвиг; близкая к линейной зависимость частотного сдвига от магнитного поля (чтобы соседние зе-емановские уровни не перекрывались и были при всех магнитных полях частотно разделены); частотное расстояние между компонентами сверхтонкой структуры как нижнего, так и верхнего уровней должно быть насколько возможно велико; малое значение Fg и Fe, чтобы иметь небольшое число магнитных подуровней. С этой точки зрения наиболее удобны системы переходов Fg = 1, 2 —► Fe = 1, 2 линии Б1 87ЯЪ.
Отметим, что осуществление аналогичного прямого спектрального разрешения зееманов-ских переходов в ячейках обычной (сантиметровой) длины требует приложения значительного магнитного поля, при котором зеемановское смещение превосходит допплеровское уширение спектральных компонентов. В работе [10] для спектрального разрешения зеемановских компонентов в ячейке с парами ЯЪ длиной ~1 см прикладывались магнитные поля с напряженностью свыше 1000 Гс. В более слабых магнитных полях выделение зеемановских компонентов возможно посредством реализации непрямых методов наблюдения. Так, в [11] для спектрального выделения зеемановских переходов в магнитном поле в парах Се (ячейка длиной ~ 1 см) использовался процесс селективного отражения.
(a)
Регистрация флуоресценции
СТЯ c Rb
z
Рис. 1. а - схема оптической части экспериментальной установки. 1 - лазерный диод, 2 - призма Глана, 3 - просветленная четвертьволновая пластина; 4, 5 -сверхтонкие ячейки с Rb, 6 - катушки Гельмгольца, 7 - фотоприемники, 8 - осциллограф Tektronix TDS 3032B, 9 - компьютер. б - конфигурация магнитных измерений.
2. ЭКСПЕРИМЕНТ 2.1. Конструкция сверхтонкой ячейки
Как было показано в [7, 8], лучшее субдоппле-ровское спектральное разрешение достигается при толщине ячейки Ь = Х/2, где X - длина волны лазерного излучения. Для реализации этого условия в эксперименте использовалась СТЯ с клиновидным зазором между окнами, охватывающим искомую область.
Конструкция СТЯ аналогична приведенной в [9], однако имеется ряд различий. Окна СТЯ с диаметром 30 и толщиной 3 мм были изготовлены из граната (У3Л15012), который химически стоек к парам щелочных металлов. Для формирования клиновидного зазора между окнами на поверхность одного из окон в его нижней части напылялся слой Л1203 толщиной ~600 нм в виде полоски длиной 10 и шириной 1 мм (вместо кольцевого напыления слоя Л1203, реализованного в [9]). Предварительно (до напыления) в нижней части окон сверлилось отверстие диаметром 2 мм, куда вставлялась трубка из технического сапфира такого же диаметра и длиной ~50 мм, после чего вся конструкция собиралась в пакет и проводилась склейка в вакуумной печке [12]. После склейки к сапфировой трубке припаивался стеклянный отросток [13], далее заполнение СТЯ
природной смесью 85ЯЪ и 87ЯЪ проводилось, как для обычной стеклянной ячейки. Количество рубидия подбиралось таким, чтобы сапфировая трубка с внутренним диаметром ~1 мм была почти заполнена. После отпайки СТЯ стеклянная трубка имела длину 5-6 мм. Как было показано в работе [14], упругость паров рубидия определяется верхней границей столба металлического рубидия в сапфировой трубке. Подбором конструкции печки можно добиться следующего предельного теплового режима: температура на верхней границей столба металлического ЯЪ ~ 500°С, а на стеклянном отростке (который находится вне печки) ~ 80°С. При такой низкой температуре металлический ЯЪ слабо реагирует со стеклом. Что касается взаимодействия паров ЯЪ с сапфиром, как было показано в работе [15], химическое взаимодействие не происходит вплоть до температур ~1000°С.
Клиновидная (по вертикали) толщина Ь зазора СТЯ определялась с помощью интерференционного метода, детально описанного в [16], и находилась в пределах 100-600 нм. В эксперименте использовалась область СТЯ с толщиной зазора Ь = 400 нм (=Х/2).
2.2. Экспериментальная установка и результаты
Схема эксперимента представлена на рис. 1а. Пучок с диаметром 2 мм одночастотного диодного лазера с длиной волны X = 794 нм (спектральная ширина излучения ~20 МГц) направлялся на окно СТЯ под углом, близким к нормальному. СТЯ была расположена в центре 3 пар катушек Гельмгольца, которые давали возможность создавать однородное магнитное поле с напряженностью В в произвольном направлении. Частота излучения лазерного диода линейно сканировалась в области линии 01 ЯЪ. Для получения высокой степени линейной поляризации излучения накачки использовалась призма Глана; для формирования излучения накачки с круговой поляризацией дополнительно использовалась Х/4-пластина, просветленная на 780 нм. Часть (50%) излучения накачки направлялась во вторую СТЯ с ЯЪ (в некоторых случаях вторая СТЯ заменялась обычной ячейкой с ЯЪ длиной 1 см), спектр флуоресценции которой использовался как частотный репер при В =0. Магнитные исследования проводились по конфигурации, представленной на рис. 16.
Температура верхней границы столба металлического ЯЪ, как правило, составляла 120°С, что соответствует плотности паров N ~ 2 х 1013 см-3; для предотвращения конденсации паров ЯЪ на окнах СТЯ температура окон поддерживалась на уровне ~140°С. Интенсивность излучения накачки составляла ~50 мВт/см2.
На рис. 2 приведены спектры резонансной флуоресценции на линии D1 Rb при B = 0, зарегистрированные с помощью двухлучевого цифрового осциллографа Tektronix TDS 3032B в случае ячейки длиной 1 см при комнатной температуре (верхняя кривая) и СТЯ (нижняя кривая). Как видно, благодаря использованию СТЯ все сверхтонкие переходы изотопов 87Rb и 85Rb спектрально разрешены.
В случае круговой поляризации излучения накачки с+ (левый круг) или с- (правый круг) (рис. 16) магнитное поле B направлялось вдоль направления Z распространения лазерного излучения (B || k). В случае линейно поляризованного (п) излучения магнитное поле B направлялось вдоль оси X по направлению поляризации лазерного излучения (B || E). Флуоресценция паров Rb регистрировалась в направлении, перпендикулярном направлению распространения излучения лазера.
Диаграммы зеемановских подуровней переходов Fg = 1 —► Fe = 1, 2 и Fg = 2 —► Fe = 1, 2 линии D1 87Rb приведены справа на рис. 3 и 4 соответственно. Значения сдвигов уровней приведены для качественных оценок, поскольку, как показывают расчеты по частотному положению уровней по формуле Брейта-Раби [17], условие линейного эффекта Зеемана хорошо выполняется до магнитных полей ~50 Гс.
На рис. 3 а, 36 приведены спектры флуоресценции на переходах F = 1 —► Fe = 1, 2 при магнитном поле с B = 225 Гс в случаях возбуждения излучением накачки с с+- и с -поляризацией соответственно. Все пики флуоресценции на рисунках могут быть легко идентифицированы, в частности, 5 пиков на рис. 3а соответствуют следующим переходам (перечислены в направлении возрастания частоты): Fg = 1, mF = -1, 0 —► Fe = 1, mF = 0, +1 и Fg = 1, mF = -1, 0 +1 —► Fe = 2, mF = 0, +1, +2. На спектрах столбцами отмечены расчетные величины амплитуды флуоресценц
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.