Podsumowanie W11 Obserw. przejść wymusz. przez pole EM tylko, gdy  różnica populacji. Tymczasem w zakresie fal radiowych poziomy są ~ jednakowo obsadzone. Nierównowagowe rozkłady populacji → pompowanie optyczne (zasada zachowania krętu w oddz. atom-pole EM) Pompowanie optyczne → makroskopowa magnetyzacja duża czułość detekcji przejść rez. (podwójny rez.) Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Interferencja stanów atomowych 1. Dudnienia kwantowe time Iem (t) En. 0 B Jg=0 m=+1 m= 0 m=–1 Je=1 B Ī (B) e1 e2 g 2. Skrzyżowanie poziomów 3. Metoda Ramsey’a 0  /d S() /D ħ0 D Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Interferencja kwantowa stanów atomowych -) pomiar struktur poz. energetycznych (dudnienia kwantowe, spektroskopia przecinania poziomów) -) pomiar czasów życia stanów atomowych (skrzyżownie poziomów w zerowym polu – efekt Hanlego) -) metoda Ramseya → pomiary bez poszerzenia przez czas przelotu analogia z dośw. Younga: S P g g’ e’ e - dudnienia kwant. dla prążków Ramsey’a - analogia z interferometrem Macha-Zendera: Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Spektroskopia laserowa Lasery – 1965: Basow, Prochorow, Townes Ch.H. N.G. A.M. Townes, Basow, Prochorow za co kochamy lasery? monochromatyczność kolimacja spójność intensywność (spektralna i przestrzenna gęstość energii) Zastosowania w klasycznej spektroskopii np. absorpcyjnej: detektor próbka źródło – lampa spektr. ogranicz. zdolność rozdz. (szer.instr.) ogranicz. czułość (droga optyczna) spektroskop/ monochromator np. widmo Fraunhoffera  I0   T  ħ Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Lasery w spektroskopii klasycznej detektor próbka lampa spektr. spektroskop/ monochromator detektor próbka laser przestraj. monochromatyczność  zwiększenie zdolności rozdziel. (instr  doppler)  T   T  kolimacja umożliwia zwiększenie czułości (dłuższą drogę opt.) Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Laserowa spektroskopia bezdopplerowska 1981, N. Bloembergen, A. Schawlow Spektroskopia nasyceniowa Spektroskopia dwufotonowa Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Nasycenie:   słabe pole EM (mało fotonów/sek)  1/I  śr. populacje ubytek fotonów  spektro.abs. rozproszenie fot.  fluorescencja  spektro. emisyjna silne pole EM (dużo fotonów/sek)  1/I   śr. populacje 0 0 I oscylacje Rabiego Nasycenie absorpcji (przejścia) przez silne pole  próbka prawie przezroczysta = Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Selekcja prędkości prawdopodobieństwo absorpcji fotonu ef. Dopplera:  0 Lab   0 Lab 0 Lab rozszerzenie dopplerowskie Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Selekcja prędkości – c.d. słabe pole silne pole 0 kz N2(z) N1(z) 0 kz N2(z) 0 kz N1(z) nasycenie wybranej grupy atomów wybranej (selekcja prędkości) dla wiązki o częstości L w rezonansie są atomy o prędkości Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

w. próbkująca (–k) w. nasycająca (+k) gdy 1 wiązka laserowa przestrajana wokół 0 1 wiązka 0  T 0 kz  nasycane różne klasy prędkości  zmniejszenie kontrastu widma abs. i poszerzenie linii bo gdy 2 wiązki (słaba + silna) Wzmac. fazoczuły laser przestrajalny w. próbkująca (–k) w. nasycająca (+k) próbka detektor Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Selekcja prędkości – c.d. słabe pole silne pole 0 kz N2(z) N1(z) 0 kz N2(z) 0 kz N1(z) nasycenie wybranej grupy atomów wybranej (selekcja prędkości) dla wiązki o częstości L w rezonansie są atomy o prędkości Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

1. Spektroskopia saturacyjna Eliminacja poszerzenia dopplerowskiego: 1. Spektroskopia saturacyjna +k –k 0 kz = 0 =     L  kalibracja skali !!! 0 Laser T 1/ D Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

2. Spektroskopia dwufotonowa Reguły wyboru dla jednofotonowych przejść E1 (El-dipol.)  zmiana parzystości między stanami o tym samym l potrzeba 2n fotonów  małe prawdopodobieństwo – możliwe tylko dla silnych pól EM Parity 2 (+) 1 (+) ħ2 ħ1 E2 – E1= ħ(1+ 2) Ef. Dopplera + Założenie 1= 2=  21 2 N2() = ħ(2 – 2k•)   = ħ(2 + 2k•) 21 2 N2() = ħ(2 + k• – k•) = 2 ħ   kompensacja ef. D. niezależnie od  ! 21 2 N2() wszystkie atomy dają wkład  nadrabiane małe prawdopodobieństwo Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

Wielkie eksperymenty, c.d. – pomiar przes. Lamba 1S Ly H H w dośw. L.-R. pomiar względny: przesunięcie 2S wzgl. 2P w stanie 1S przesunięcie 8x większe! ale brak poziomu „referencyjnego” Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

 „autokalibracja” widm:  wzór Balmera – duże regularności widm:  „autokalibracja” widm: Ly= 4H (Ly) = 121,5 nm (H) = 486 nm 4 (Ly) = (H) Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12

widma H i Ly (przes. L. 1S) Równoczesny pomiar widma H i Ly (przes. L. 1S) 1 2 3 4 5  2S 2P 486 243 121.5 2 x  H 243 nm ampl. 486 nm laser N2 laser barwnikowy Det. F-P skala częst. H Ly H Ly S=816129 MHz Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 12