CC BY
37
Сер. 4. 2010. Вып. 1
ВЕСТНИК САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКОГО УНИВЕРСИТЕТА
ФИЗИКА
УДК 535.347:533.9
А. П. Горбенко, В. Г. Домелунксен, В. А. Полищук, Д. Г. Славов, Г. Ц. Тодоров
АНОМАЛЬНЫЕ МАГНИТООПТИЧЕСКИЕ РЕЗОНАНСЫ НА СОСТОЯНИЯХ 2р53в В РАЗРЯДЕ В N0
Введение. В серии ранее опубликованных работ [1-5] экспериментально наблюдались оптикомагнитные резонансы, обусловленные выстраиванием резонансного 3Рх (1в4 по Пашену) и метастабильного 3Р2 (1®б) состояний N0. В работах [6, 7] наблюдались аномально узкие магнитооптические резонансы на переходе 3в2-2р4 на длине волны 632,8 нм, для объяснения которых привлекалась, в частности, гипотеза о выстраивании метастабильного уровня 3Р2.
В работе [7] теоретически исследовались оптикомагнитные резонансы, обусловленные самовыстраиванием [8] в N0 при обмене магнитной когерентностью уровней вынужденным собственным излучением разряда или столкновениями с электронами.
Интерес к вопросу происхождения и формированию резонансов самоиндуцирован-ной когерентности обусловливает постановку экспериментов, в которых исследуются процессы переноса возбуждения и когерентности, а также их влияние на параметры магнитооптических резонансов (такие как форма, ширина, амплитуда) [9].
В настоящей работе представлены результаты экспериментальных исследований особенностей магнитооптических резонансов в поглощении (рассеянии вперёд) на первых резонансных и метастабильных состояниях 2р53в N0 и проведён обзор возможных механизмов формирования сигналов.
Эксперимент. При изучении резонансных или метастабильных состояний атомов, как правило, применяют поляризационные магнитооптические методы, основанные на регистрации изменения поляризационных характеристик света постороннего источника, проходящего через исследуемую среду, от величины магнитного поля.
Экспериментальная установка показана на рис. 1. В качестве источника зондирующего излучения использовался одночастотный перестраиваемый лазер на красителе с шириной линии порядка 100 МГц и выходной мощностью 1-3 мВт (1). Область перестройки лазера 580-630 нм позволяла осуществлять резонансное возбуждение с уровней 2р53в N0. Точность настройки на исследуемые линии неона обеспечивалась специальной следящей системой (4). Использовалась разрядная кювета (3) длиной 30 см и внутренним диаметром 0,7 см. Регистрировалась интенсивность прошедшего через разряд излучения лазера в зависимости от величины продольного магнитного поля. Давление
© А. П. Горбенко, В. Г. Домелунксен, В. А. Полищук, Д. Г. Славов, Г. Ц. Тодоров, 2010
I — одночастотный перестраиваемый лазер на красителе; 2 — измеритель мощности; 3 — кювета с N0; 4 — система управления длиной волны лазера; 5 — фарадеевский вращатель (управление входной поляризацией); 6 — поворотные зеркала; 7 — монохроматор; 8 — интерферометр; 9 — фотоприёмник; 10 — поляризационная призма Рошона;
II — интерференционный фильтр; 12 — усилитель тока; 13 — система регистрации; 14 — компьютер
Рис. 2. Зависимость от магнитного поля интенсивности лазерного излучения, прошедшего через разряд постоянного тока в N6, уровень 3Р1 (1в4)
неона и ток разряда выбирались путём оптимизации амплитуды резонанса для каждого перехода. С увеличением тока разряда амплитуда сигналов линейно нарастала вплоть до 100 мА. Основные результаты получены при давлениях неона 0,1—0,3 Торр и разрядном токе 30-50 мА.
Результаты. 1. Первые магнитооптические сигналы [3] были получены на резонансном уровне N0 3Рх (1й4) на линии 607,4, а затем и на линиях 603,0 и 609,6 нм (рис. 2). Регистрировалась интенсивность лазерного излучения, прошедшего через кювету, помещённую между скрещёнными поляризаторами, в зависимости от наложенного на разряд аксиального магнитного поля (схема Фарадея).
Продольное магнитное поле, Гс
Сравнительные измерения на линиях 603,0, 607,4 и 609,6 нм показали, что вид сигналов практически совпадает на всех трёх линиях, а различие в деталях можно объяснить различием .1 верхнего уровня перехода. Форма наблюдаемых сигналов в магнитном поле сложная и состоит из подложки параболического типа, а в пределах 0-4 Гс резонансной особенности, центрованной относительно точки Н = 0.
Параболическая подложка обусловлена зеемановским расщеплением линии в магнитном поле, которое даёт обычный эффект Фарадея. Как видно на рисунке, поведение кривых вблизи нуля магнитного поля нетривиально. Анализ поляризационного состава прошедшего света показал наличие циркулярной поляризации. Аномальный сигнал в поле 0—2 Гс объясняется преобразованием скрытого выстраивания уровня 1в4 в ориентацию [2] вследствие анизотропных столкновений. Расчёт, сделанный для простого случая перехода 2рз (1 = 0)—1в4 (.1 = 1), показал, что если ось выстраивания и направление магнитного поля расположены под углом у, то анизотропные столкновения приводят к появлению ориентационного момента р0, определяемого выражением
Здесь П — магнитное поле, у — константа затухания, у — угол между направлением магнитного поля и преимущественным направлением столкновений.
Интенсивность Ф, прошедшего через разряд лазерного света, определяется выражением
и хорошо описывает экспериментальные кривые в областях магнитных полей, соответствующих значениям ларморовских частот П = 0—2у.
Зависимость ширины сигнала ориентации, определяемой из положения точек экстремумов, от давления ДН(р) неона позволяет определить константу распада ориентации поглощающего состояния 1в4.
Экстраполяция к нулевому давлению даёт зависимость
с учётом значения множителя Ланде для уровня 3Рх (1в4), равного д = 1,464, ширина уровня
Этот результат находится в хорошем согласии с измерениями, проведёнными другими методами, что можно рассматривать как подтверждение факта существования скрытого выстраивания состояния 1в4.
2. В продольном магнитном поле (геометрия Фарадея) магнитооптические сигналы с метастабильного состояния 2Р2 (1вб) были получены на линиях 594,4 нм и 614,3 нм (рис. 3). Оба сигнала похожи и состоят из двух резонансных особенностей с разными ширинами. Сигнал на линии 594,4 нм (кривая 1) имеет форму, которая напоминает форму сигнала на линии 607,4 нм (см. рис. 2). На линии 614,3 нм эта деталь практически отсутствует, при этом условия в разряде одинаковы. Обработка кривых (типа 1 ) позволила выделить из полного сигнала два лоренцевских контура шириной (0,4 ± 0,06) Э = (1,65 ± 0,25) МГц — для узкой и (3,4 ± 0,1) Э = (14,0 ± 1,5) МГц — для широкой компоненты.
(1)
Ф, = СФ0-(р1 )2
(2)
ДН(Рме) = (1,67 ± 0,10) Э + (0,73 ± 0,38)Рме Э/Торр,
у(2) = (6,8 ± 0,4) МГц + (3,0 ± 1,5)РШ МГц/Торр.
Продольное магнитное поле, Гс
Рис. 3. Зависимость от магнитного поля интенсивности лазерного излучения, прошедшего через разряд постоянного тока в N0 на переходах:
(1) 1«б-2рб (594,4 нм), (2) 1«б-2ра (614,3 нм)
Продольное магнитное поле, Гс
Рис. 4- Сигнал на переходах:
(1) 1«з-2р2 (616,3 нм); (2) 1«з-2рб (626,6 нм)
Величина выстраивания метастабильного состояния 2Р2 (^б) была оценена из эксперимента в работе [4] в поперечной геометрии (магнитное поле направлено перпендикулярно оси облучения) при регистрации сигналов дихроизма. Измерения проводились на линии 588,2 нм. На фоне широкой подложки был обнаружен узкий резонанс шириной (0,33 ± 0,04) Э, что даёт время выстраивания т « 115 нс. Степень выстраивания р2/ро атомов в метастабильном состоянии 3Р2 составляет 0,03 с погрешностью не более 30 % .
Следует отметить, что из-за очень большого поглощения в центре линии эти измерения были проведены при отстройках частоты лазера на 1000 МГц от центра линии.
Заметим, что узкая компонента, измеренная на этом переходе, несколько шире полученной ранее из сигнала дихроизма на линии 588,2 нм.
3. Самый неожиданный результат - резонансная зависимость интенсивности излучения, прошедшего между скрещёнными поляризаторами, от величины аксиального магнитного поля был получен на линиях 616,3 нм и 626,6 нм. Поглощающее состояние 3Ро (1вз) имеет полный момент J = 0 и по всем канонам магнитооптики сигналов, обусловленных эффектом Фарадея, быть не должно. Однако результат имеет место и представлен на рис. 4. Заметим, что хотя структура переходов одинакова, форма сигналов отличается. Наблюдается некоторое сходство формы сигнала на линиях 616,3 нм и 607,4 нм (см. рис. 2), однако их ширины отличаются в 2-2,5 раза.
4. Поиск магнитооптических сигналов с синглетного состояния 3Рі на линии 585,2 нм дал отрицательный результат - при наших экспериментальных условиях сигнал отсутствовал. Отметим, что по литературным данным [7], ширина этого уровня
значительно больше, кроме того, хорошо известно, что в условиях тлеющего разряда синглетное состояние слабо связано с триплетными.
В таблице приведены результаты измерений и оценки ширин магнитооптических резонансов на первых резонансных и метастабильных состояниях 2р53в N6 и ширины верхних 2р состояний, измеренных по эффекту Ханле.
Результаты измерений и оценки ширин
X, нм Уровень/7 д-Фактор АЯ1/2, Э Уровень/7 д-Фактор АЯ1/2, Э
585,2 1в2/1 1,034 - 2Р1/0 1,34 -
616,3 1вз/0 - га 5 2рг/1 0,999 2,23
626,6 1вз/0 - га 4,5 2ръ/1 1,34 3,8
603,0 1з4/1 1,464 га 2,3 2рг/1 1,34 2,23
607,4 1з4/1 - 1,67 ±0,10 2ря/0 - -
609,6 1з4/1 - га 2 2тм/2 1,301 2,57
594,4 1з5/2 1,503 га 0,30/2,91 2рь/1 0,999 3,8
616,3 1зъ/2 - га 0,28/2,73 2р&/2 1,229 2,39
588,2 1зъ/2 - 0,33 ±0,04 2рг/1 1,34 2,23
5. Ранее было обнаружено, что разрушение «самоиндуцированной» когерентности магнитным полем приводит к резонансному изменению тока разряда. Этот эффект наблюдается без какого-либо внешнего облучения и поэтому был назван магнитогальваническим (МГ) [10]. Изменение разрядного тока должно приводить к модуляции заселённости возбуждённых состояний. На метастабильных состояниях это изменение населённости будет проявляться особенно заметно.
Из-за интегрального как по объёму, так и по выстроенным состояниям характера МГ-эффекта гальванический резонанс будет шире магнитооптического. Резонансное изменение тока разряда модулирует возбуждение практически всех состояний и, следовательно, может «накладываться» на магнитооптические сигналы с любого уровня. С полученными резонансными зависимостями в поглощении с уровня с .1 = 0 снова встал вопрос о роли метастабильного состояния 1в5 в формировании МГ-сигнала и возможной связи магнитооптических сигналов с гальваническими. Поэтому в разряде при неизменных условиях наряду с магнитооптическим резонансом на линии 594,5 нм (рис. 5, кривая 1) был зарегистрирован оптогальванический резонанс (рис. 5, кривая 2).
Как видно на рисунке, форма оптогальванического сигнала несколько отличается от формы магнитооптического. Прежде всего каждый из сигналов состоит из двух резонансов с разной шириной. Если узкие резонансы почти совпадают по ширине, то широкие различаются в 2-3 раза.
Обсуждение. Механизмы самовыстраивания в тлеющем разряде обсуждались в ряде работ [5, 7], поэтому мы остановимся только на возможных процессах анизотропного возбуждения исследованных состояний 2р53в №.
Возможные механизмы создания макроскопического и скрытого выстраивания на резонансных уровнях и, в частности, на состоянии 1в4 были рассмотрены в работе [3]. Оценки позволяют выделить два механизма: 1) оптическая откачка - т. е. опустошение магнитных подуровней с т ± 1 в процессе перепоглощения света и 2) скрытое выстраивание. Поглощение света на переходах 3в-3р неона не очень велико, поэтому интенсивность потока света вдоль кюветы значительно больше, чем по радиусу. В системе координат с осью квантования вдоль оси кюветы излучение на переходе
Продольное магнитное поле, Гс
Рис. 5. Сравнение магнитооптического (1) и оптогальванического (2) сигналов на переходе 1в5-2р5 (594,4 нм) и 1в5-2р6
2рз-1в4 (.1 = 0—J = 1) при поглощении опустошает зеемановские подуровни с т ± 1 и не затрагивает подуровень т = 0, т. е. образуется продольное выстраивание. Выше было отмечено, что как прежние, так и новые наши измерения хорошо описываются развитой моделью преобразования скрытого выстраивания в ориентацию, поэтому можно сделать вывод, что роль оптической откачки на резонансном уровне 1в4 тоже мала.
Рассмотрим возможные способы создания выстраивания на метастабильном 3Р2 (1в5) состоянии. Поскольку переходы в основное состояние с этого уровня запрещены, анизотропия прямого возбуждения отсутствует, следовательно, макроскопическое и скрытое выстраивание на переходе создаться не может.
Столкновительная передача скрытого выстраивания состояния 3Рх (1в4) при внутримультиплетном смешивании с сохранением фазовой памяти. Согласно этой гипотезе М. П. Чайки, ширина сигналов на линиях 594,4 и 614,3 нм должна быть уже, чем на 607,4 нм, поскольку при передаче выстраивания другому уровню, при одинаковых знаках множителей Ланде, сигнал выстраивания сужается [5].
Перенос выстраивания с вышележащих р-уровней. В разряде неона выстраивание р-уровней образуется за счёт анизотропии излучения на переходах 2р'3х—2р33р. В цилиндрическом объёме в условиях, когда длина пробега фотона существенно больше диаметра кюветы, основной поток света направлен по оси, он порождает выстраивание, что и было экспериментально доказано [8]. В положительном столбе разряда в N6 и в смеси N6—Не выстраивание 2р-уровней наблюдалось при давлениях порядка вплоть до 10 Торр. В [12] было получено выражение для поперечного выстраивания уровня 1в5 в зависимости от относительной интенсивности и сил осциляторов переходов и от населённостей уровней 3в.
В работе [7] сделана оценка относительных величин выстраивания уровней 2р и их вклад в каскадное выстраивание уровня 1в5. Авторы считают, что в каскадный механизм выстраивания уровня основной вклад вносит сам уровень. Очевидно, что выстраивание конкретного уровня будет определяться всеми разрешёнными переходами с него на 2р33р-состояние. Из-за большого различия времени жизни будут проявляться оптикомагнитные резонансы с шириной долгоживущего 1в5-уровня.
Другой возможный механизм образования выстраивания на уровне 3Р2 (1в5) — это оптическая «откачка». Такой механизм обсуждался выше для резонансного уровня 1в4. В некотором смысле оптическую «откачку» можно рассматривать как учёт
создаваемой на нижных состояниях 3в когерентности в процессе выстраивания уровней 3р при перепоглощении света [13].
Образование выстраивания при электронном ударе. Электронное возбуждение должно наводить выстраивание на всех атомах независимо от их скорости. Средняя скорость электронов в разряде для наших условий равна [10]:
где е — заряд электрона, X — средняя длина свободного пробега электрона в неоне (при наших условиях Рке = 0,3 Торр равна 0,22 см), т — масса электрона, х — удвоенное отношение массы электрона к массе атома, Е — напряжённость электрического поля в разряде. Скорость дрейфа электрона, который может вызвать выстраивание,
Поэтому степень поляризации излучения Р = (/ц — /±)/(/^ +/±) не может быть больше, чем и/Ь = 3 %.
Поскольку сечение электронного возбуждения пропорционально силе осциллятора соответствующего перехода, для метастабильного 1в5-состояния вероятность пренебрежимо мала. Как было показано в ряде работ, например в [8], этот способ наведения когерентности существенен для высоковозбуждённых состояний. Но разрушение выстраивания, определяемое другими механизмами, в том числе и ионизацией метаста-билей электронами, может быть значительным в магнитогальванике.
Вне зависимости от механизма создания выстраивания при анализе результатов измерений, особенно при исследовании метастабильного уровня в схеме Фарадея, следует учитывать влияние нелинейных эффектов, связанных с плотностью мощности зондирующего облучения. Поскольку эффективное время когерентности метастабильного состояния в несколько раз больше резонансного, насыщение будет проявляться сильнее. Кроме того, если ось самовыстраивания совпадает с осью анизотропии, вносимой зондирующим лучом, в атомном ансамбле могут формироваться когерентности и более высокого порядка.
В нашей геометрии эксперимента при мощностях лазера на красителе 0,5—1 мВт и диаметре луча около 2 мм возникает нелинейное фарадеевское вращение плоскости поляризации [15]. Характерные ширины нелинейных фарадеевских резонансов определяются естественной шириной рассматриваемой линии.
Амплитуда нелинейного фарадеевского резонанса на линии 594,4 нм (см. рис. 4, кривая 1 ) квадратично зависит от мощности лазерного света.
Для состояния 3Ро (1вз) вопрос о собственной когерентности вообще не может быть поставлен, так как его полный угловой момент .1 = 0. Очевидно, что сравнительно узкая (до 10 Гс) резонансная зависимость интенсивности прошедшего между скрещён-ными поляризаторами света от магнитного поля может быть следствием разрушения когерентности других состояний. Перенос когерентности спонтанным излучением или другим изотропным процессом на состояние 1вз невозможен. Но возможен механизм, связанный с резонансным изменением тока разряда в процессе магнитогальванического эффекта [11]. Такое изменение тока должно приводить к модуляции заселённости возбуждённых состояний.
На метастабильных состояниях это изменение населённости будет проявляться особенно заметно. Каждый из рассмотренных выше процессов, создающих самоиндуци-рованную когерентность в ансамбле при возбуждении атомов, имеет свою ось анизотропии и свою эффективность, в зависимости от разрядных условий. В терминах поляризационных моментов когерентность описывается моментами второго ранга. Существование резонансов (как магнитооптических, так и магнитогальванических) в продольном магнитном поле показывает, что ось симметрии выстроенного ансамбля (т. е. ось тензора выстраивания) в общем случае не совпадает с осью разряда. На основании проведённого анализа [16] был сделан вывод, что как создание выстраивания, так и изменение скорости ионизации при его разрушении магнитным полем в разряде происходит в результате столкновении с электронами. Ранее G. V. Series [17] указал, что ключом к объяснению оптогальванических сигналов является гипотеза, по которой сечение ионизации зависит от взаимной ориентации оси тензора выстраивания и вектора скорости ионизирующей частицы (электрона).
Нами была предложена геометрическая интерпретация указанной гипотезы путём визуализации эволюции распределения угловых моментов во внешнем магнитном поле, подтверждающая экспериментально наблюдаемый знак магнитогальванического эффекта. Недавно возможность такой интерпретации сечения ионизации была продемонстрирована другими авторами в работе [18], в которой проведён квантово-механический расчёт для атомов Na с фиксированной проекцией орбитального момента на выделенную ось.
Таким образом, проведённые сравнительные исследования указывают на существенную взаимосвязь магнитооптических и оптогальванических эффектов в разряде.
Литература
1. Лукомский Н. Г., Полищук В. А., Чайка М. П. «Скрытая» анизотропия столкновений в низкотемпературной плазме низкого давления // Оптика и спектроскопия. 1985. Т. 52. Вып. 2. C. 474-475.
2. Лукомский Н. Г., Полищук В. А., Чайка М. П. Преобразование скрытого выстраивания в ориентацию в плазме низкого давления // Оптика и спектроскопия. 1985. Т. 59. Вып. 5. C. 1008-1011.
3. Лукомский Н. Г., Полищук В. А., Чайка М. П. Оптикомагнитные эффекты в плазме тлеющего разряда Ne на переходе 2p3-1s4 // Оптика и спектроскопия. 1991 Т. 71. Вып. 1. C. 46-52.
4. Лукомский Н. Г., Полищук В. А., Чайка М. П. Экспериментальное наблюдение выстраивания метастабильного состояния 1sg неона в плазме // Оптика и спектроскопия. 1996. Т. 81. Вып. 3. C. 369-371.
5. Сапрыкин Э. Г., Селезнёв С. Н., Сорокин В. А. Формирование аномальных оптикомагнитных резонансов в неоне на переходе 3s2-2p4 // Журн. эксп. теор. физики. 1992. Т. 102. Вып. 1(7). C. 14-25.
6. Сапрыкин Э. Г., Селезнёв С. Н., Сорокин В. А. Двойное лучепреломление вне линий поглощения газоразрядной плазмы в слабых магнитных полях // Оптика и спектроскопия. 1988. Т. 85. Вып. 5. C. 721-728.
7. Раутиан С. Г., Сапрыкин Э. Г. Контуры и ширины оптикомагнитных резонансов само-выстраивания при обмене магнитной когерентностью уровней, индуцированных собственным излучением разряда // Оптика и спектроскопия. 2002. Т. 92. Вып. 3. C. 385-395.
8. Каллас Х., Чайка М. П. Выстраивание возбуждённых состояний неона в разряде постоянного тока // Оптика и спектроскопия. 1969. Т. 27. Вып. 2. С. 694-696.
9. Сапрыкин Э. Г., Селезнёв С. Н., Сорокин В. А. // Письма в Журн. эксп. теор. физики. 2002. Т. 76. Вып. 5. С. 322-327.
10. Фриш С. Э., Тиморева А. В. Курс физики. Л., 1979. 250 с.
11. Жечев Д. З., Лукомский Н. Г., Полищук В. А., Чайка М. П. Магнитогальванический эффект в разряде постоянного тока в Ne II Оптика и спектроскопия. 1990. Т. 69. Вып. 2. С. 474-475.
12. Полищук В. А., Чайка М. П., Тодоров Г. Ц. К вопросу о происхождении магнитогальванического эффекта в плазме в неоне II Оптика и спектроскопия. 2002. Т. 9З. Вып. 4. С. 533-536.
13. Todorov G. T., Karavasilev P. R., Zhechev D. Z. On the genesis of the magneto-galvanic effect in neon glow discharge II Physica Scripta. 1998. Vol. 57. P. 634-636.
14. Чайка М. П. Механизм магнитогальванического эффекта в положительном столбе разряда в неоне II Оптика и спектроскопия. 1995. Т. 78. Вып. 1. С. 14-19.
15. Giraud-Cotton S., Kaftandjian V.P., Klein L. Polarisation properties of the stimulated zero-field level II Phys. Rev. (A). 1985. Vol. 5. P. 2211-2217.
16. Чайка М. П. Анизотропия движения электронов в положительном столбе разряда II Оптика и спектроскопия. 1994. Т. 77. Вып. 6. C. 882-886.
17. Series G. V. Optogalvavic detection of atomic alignment II Comm. Atom. Mol. Phys. 1981. Vol. 10. N 5. P. 199-201.
18. Юрова И. Ю., Бориспольский И. Д. Теоретическое исследование ионизации орбитально-поляризованных атомов электронным ударом с трёхмерными изображениями результатов II Научн. вестн. Ужгородск. ун-та. Сер. Физика. 2007. Вып. 21. С. 126-134.
Статья поступила в редакцию І сентября 2009 г.
