Файл: Слабкий Л.И. Методы и приборы предельных измерений в экспериментальной физике.pdf

стоит в следующем. Как известно, при наличии внешнего магнит­ ного поля вырождение атомных уровней может быть снято и они расщепляются на ряд компонент (эффект Зеемана). Как видно из рис. 20, для случая, например, обращенного нормального эффекта Зеемана линия поглощения имеет две либо три компоненты, в зави­ симости от того, является ли направление падающего света парал­ лельным или перпендикулярным к направлению поля Н.

Расщепление линий является эквидистантным с расстоянием (по шкале частот)

ного» эффекта все три компоненты имеют линейную поляризацию (рис. 20).

В общем случае (особенно в слабых полях, когда величина зеемановского расщепления много меньше, чем расстояние между ком­ понентами мультиплетов для соседних линий (рис. 21)), величина расщепления ДЕ для аномального эффекта Зеемана в слабом поле

При переходе между двумя уровнями 1 и 2 величина Дѵ1і2 определяется соотношением

причем для света, поляризованного по кругу в плоскости, перпен­ дикулярной к Н, разность т1 — /п2 равна ± 1 , а для линейно по­ ляризованного света с поляризацией, параллельной Н, эта раз­ ность равна нулю.

Рассмотрим атом цезия в основном 62S ^ -состоянии (рис. 22, а). В присутствии слабого внешнего магнитного поля происходит рас­

где Ih — спин ядра атома цезия; 2/г— g-фактор электрона в невозмущенном атоме с учетом швингеровской поправки.

104

Для состояния F — 4 подуровень расщепляется на 2F + 1 = 9 компонент, между которыми возможны восемь переходов. Частота таких переходов лежит в области радиоволн, причем в силу пра­ вил отбора Ат — 0, ±1 переходы возможны лишь между соседними подуровнями; переход вида т — 1 m (снизу — вверх) соответствует поглощению радиочастоты, а переход вида /п->- т — 1 соответству­ ет излучению. Ниже будет подробно показано, каким образом с помощью света можно получить инверсную заселенность «магнит­ ных» подуровней, между которыми возможны переходы с радио­ частотой (так, например, для Cs133 радиочастота / «парамагнитного» генератора определяется формулой

где /г< 4 — коэффициент, зависящий от интенсивности «возбуж­ дающего» света); отметим, что поскольку изменению Ат на +1 со­ ответствует правая поляризация излученного (в данном случае — поглощенного) кванта света, а Ат = —1 — левая поляризация, то при облучении системы поляризованным по правому кругу све­ том преимущественно будут заселяться уровни переходов с Ат —

= + 1-

Если время спин-решеточной релаксации для такой системы достаточно велико, т. е. если процессы, обусловливающие переори­ ентацию спинов электронов в атоме, идут достаточно медленно, то путем облучения такой системы поляризованным по (правому) кругу светом можно создать перенаселенность верхних «магнитных» уровней с большим т.

Другими словами, в данном случае поляризованные по кругу фотоны отдают свой угловой момент атомам и через некоторое время

105

Рис. 22. Расщепление спектраль­ ных термов атома цезия'во внеш­ нем магнитном поле

стью.

Очевидно, что намагниченность системы будет тем больше, чем медленнее идут релаксационные процессы, которые могут обуслов­ ливаться как спин-решеточным взаимодействием (переориентация при столкновениях), так и спин-спиновым взаимодействием, причем последнее приводит к перераспределению заселенности верхних подуровней (без нарушения инверсности), что смещает максимум заселенности на магнитные подуровни с меньшим значением кван­ тового числа mF. Время Т 2, соответствующее данному взаимодей­ ствию, определяет скорость потери когерентности прецессий от­ дельных атомов ансамбля.

При оптической ориентации атомов (или, что то же самое, при инверсной населенности «магнитных» подуровней) возникает намаг­ ниченность шх, направленная противоположно внешнему магнит­ ному полю #о = Н2, причем составляющие Ну и Нх в среднем рав­ ны нулю в силу случайного распределения фаз прецессирующих моментов (О^фз^ЗбО0).

Наложение на систему ориентированных атомных моментов ра­ диочастотного поля, частота которого равна частоте прецессии мо­ ментов, приведет к фазировке всех прецессирующих моментов, если радиочастотное поле HfrJ_H0 = Hz. Одновременно с этим бу­ дет происходить изменение инверсной заселенности уровней, а сле­ довательно, и изменение суммарной намагниченности системы ато­ мов в поле Hfr + # 0.

106

Изменение величины т описывается видоизмененными уравне­ ниями Блоха с учетом взаимодействия системы спинов с «возбуждаю­ щим» излучением.

Для случая двух зеемановских подуровней а и ß системы урав­ нения Блоха для интересующего нас случая могут быть записаны

и ß, обусловленных оптической накачкой; Рг и Рх — скорости пере­ ходов для тех же подуровней, обусловленных лучами, распростра­ няющимися в направлениях г и х и определяемых как

ченностей, обусловленных воздействием лучей г и х н а систему спи­

3 Для простоты опускаем множитель, равный магнитному моменту атома fia в выражении для ntz.

4 Величина т0 /s 2= 0, если из сигнала тх исключены гармоники m =0, ш=2со0,

ш =4ю0 и т. д., где т 0 — частота электронного парамагнитного резонанса, (ЭПР) и еслиХширина линии поглощения 6m<gm0.

107

где Aco — расстройка от резонансной частоты м0; Н г — напряжен­ ность радиочастотного магнитного поля; ср ■— сдвиг фаз между Н г

итх.

Преобразуем формулы (3.8) следующим образом:

Рассмотрим теперь физический смысл отношений m0/N0 и m0/N0. С учетом (3.9)—(3.10) можно записать:

ставляют собой удельную (на 1 атом) равновесную намагниченность спиновой системы при действии на нее излучения «накачки», причем отношение tn0/N0 зависит от времени спин-решеточиой релакса­ ции Т х.

Прежде чем продолжить анализ решений уравнений Блоха, оста­ новимся коротко на физической сущности явления оптической на­ качки.

Объяснение этого явления может быть проведено как «макроско­ пически», так и «микроскопически», смысл которых будет виден из дальнейшего.

С точки зрения «макроскопической», т. е. не вникая в детали, можно просто считать, что при взаимодействии фотона, поляризо­ ванного по кругу, с атомом происходит передача момента количе­ ства движения фотона атому и последний принимает во внешнем ма­

108