Streszczenie W10: dośw. Sterna-Gerlacha (wiązka atomowa – kwantyzacja przestrzenna spinów – selekcja stanu kwantowego) szerokość linii spektr. (mechanizmy rozszerzenia) rozszerz. dopplerowskie naturalna szerokość linii spektralnych  metoda wiązek molekularnych (Stern-Gerlach) N S B A B=0 Brf możliwa, gdy czas życia poziomów dostatecznie długi → stany metatrwałe (podstawowe) → przejścia w zakresie małych częstotliwości (brak rozszerzenia dopplerowskiego) Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Doświadczenie Lamba-Retherforda – pomiar przesunięcia Lamba 1955 poprawki radiacyjne QED  zniesienie deg. przypadkowej – rozszczep. 2S i 2P (przesunięcie Lamba): trudności pomiaru – poszerz. Dopplera  pomiar w zakresie mikrofal (109 Hz) zamiast w zakresie optycznym (1015 Hz) istotne własności wodoru: stan wzbudz. 2P emituje 121,5 nm ( 10-8s) stan wzbudz. 2S metatrwały (ta sama parzystość) en. 10 eV przejścia 2S–2P E1 (el.dipol) – można indukować elektr. polem o częstości radiowej (rf – radiofrequency, np. mikrofale – microwaves) Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

realizacja doświadczenia Ly (121,5 nm) N S w H2 H 2700 K A wzbudz. do n=2 2S, 2P (10 eV) zasada pomiaru – przejście rezonansowe indukowane przez pole w 2P 2S 1S 121,5 nm w Idet  zmiana prądu detektora: stała częstość pola rf zmiana rozszczep. zeeman. Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

wyniki E=1057,77  0,10 MHz Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Radiospektroskopia dla r.f. A21<<B21   precyz. pomiar b. małych str. spektr. 2 1 dla r.f. A21<<B21 B Idet En. m=+1/2 ħ m=-1/2 konieczna różnica populacji:  0.5 1 fi  2/ P()  selekcja stanów w exp. Sterna-Gerlacha  różnica czasów życia (2S, 2P w dośw. L.-R.)  pompowanie optyczne rezonans: optyczny, NMR,.. zasada zachow. energii Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Pompowanie optyczne 1966, Alfred Kastler rezonans optyczny – zasada zachow. energii ħ = ħfi foton niesie też kręt – zasada zachow. krętu (W. Rubinowicz, 1932)    ħ  absorpcja fotonu zmienia rzut krętu atomowego 2P1/2 2S1/2 mJ= –1/2 +1/2 detektor + B 2P1/2 2S1/2 mJ= –1/2 +1/2 detektor + B czas sygnał z detektora nat. św.  różnica populacji (orientacji krętu J)  rezonans między mJ= –1/2 i +1/2 selekcja stanów kwantowych (S.-G.) metoda spinowej polaryzacji tarcz gazowych („magnesowanie gazu”), Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Podwójny rezonans (optyczno-radiowy) Pompowanie optyczne → podwójny rezonans 2P1/2 2S1/2 mJ= –1/2 +1/2 detektor + B 2P1/2 2S1/2 mJ= –1/2 +1/2 detektor + B B1cost BgJB  Idet B En. m=+1/2 ħ m=-1/2 Podwójny rezonans (optyczno-radiowy) szer. linii rezonansowej b. mała (stan podstawowy)  b. precyzyjne pomiary (ograniczenie: zderzenia) B1=0 B10 częst. przejść od Hz do GHz  „wzmacniacz kwantowy”: kwanty r.f. (10-12 eV) wyzwalają fotony optyczne (eV)  b. duża czułość Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

dygresja - kondensat spinorowy Bx By Bz  Włączamy dodatkowe pole magnet. (mieszanie stanów) g  Swobodne spadanie atomów po wył. pułapki B  Włącz. niejednorodne pole magnet. (ef. S-G) mf = 2 mf = 1 mf = 0 mf = –1 mf = –2 g natężenie pola mieszającego  Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

pompowania optycznego: Zastosowania liczne! magnetometry – pomiar częstości rez. między podpoz. zeem. (częst. Larmora)  pomiar B (czulsze niż SQUIDs) + B? B1cost  = E/ħ = (m gJ B /ħ) B zegary atomowe – indukowanie rezonansu między poziomami str. nsbt. m=0 – m’=0 (słabo zależą od zewn. czynników – dobry wzorzec częstości) masery m’=0 m=0 B F’=2 0 F=1 0  Idet obrazowanie medyczne (spolaryz. 3He*, 129Xe) przygotowanie czystych stanów kwant. np. do kryptografii kwantowej etc... etc... Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Interferencja stanów atomowych 1 1. Dudnienia kwantowe Superpozycja niezdegenerowanych stanów atomowych  stan niestacjonarny (Np. W9) e1 e2 g wzbudzenie: dwie spójne linie, lub jedna szeroka spektralnie powrót do stanu podst. – emisja światła o natężeniu  |D|2 time Iem (t) człon interferencyjny  Dudnienia kwantowe  pomiar bez rozszerz. dopplerowskiego Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Interferencja stanów atomowych 2 2. Skrzyżowanie poziomów (level-crossing) Superpozycja zdegenerowanych stanów atomowych  stan stacjonarny Energia A/2 0 - A 0 B e1 e2 g Przykład: ef. Backa- Goudsmita: 21(B) =0 @ B=BLevCross BLC B Ī (B) Ī (B)=A1+A2+C(B)  met. wyznaczania str. poz. energet.  Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Skrzyżowanie poziomów – c.d.  w B=0 poziomy też się przecinają: 21(B) =0 @ B=0 Np. Jg=0 – Je=1 En. 0 B Jg=0 m=+1 m= 0 m=–1 Je=1 ważne reg. wyboru: m= 0, 1  obserwujemy przecięcia poziomów z m= 1, 2 Ī (B)=A1+A2+C(B) 0 B B Ī (B) szerokość skrzyż. poz.: E  B/(gJ B m) metoda pomiaru czasów życia  =1/ efekt Hanlego Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Interferencja stanów atomowych 3 ograniczenie zdolności rozdzielczej - czas oddział. z polem (czas pomiaru) – np. w met. wiązek molekularnych (I. Rabi): 0  /d Sygnał Det. (analiz.) Pol. d pole EM;  0 Gdy dokładność pomiarów ograniczona (szum): Dokładność pomiarów  gdy:   spowalniać d   rozszerzać 0  Sygnał  szum 0   Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Interferencja stanów atomowych 4 Metoda Ramsey’a 1989, Norman Ramsey D 0 /d /D ħ0 dodawanie amplitud  sygnał: T = D/ 0  /d S() /D prążki Ramsey’a Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11

Interferencja stanów atomowych 4 analogia z dośw. Younga: S P I(P) = I1+I2+I1I2 cos SP ___ g g’ e’ e dudnienia kwant. dla prążków Ramsey’a analogia z interferometrem Macha-Zendera: Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 11