Возбужденные атомы. 
Ридберговские атомы

Атомы возбуждают разными методами. Укажем лишь некоторые из них: возбуждение электронным ударом — при бомбардировке атомов газа направленным пучком электронов, при электрон-атомных столкновениях в газовом разряде; оптическое возбуждение, или оптическая накачка — при воздействии на атом резонансного электромагнитного, в частности, лазерного излучения; термическое возбуждение — при нагревании газа и повышении энергии теплового движения сталкивающихся атомов и др.

Вид спектра данного газа сильно зависит от условий возбуждения. Например, из всего линейчатого спектра атома можно возбудить одну-единственную линию. Проводят также ступенчатое возбуждение, когда после резонансного возбуждения ближайшего уровня возбуждаются более высокие уровни энергии. Опыты такого рода с атомами ртути проводил Вуд.

Нижние возбужденные состояния атомов условно делятся на резонансно-возбужденные и метастабильные. Они резко отличаются друг от друга по излучательному времени жизни атома (табл. 8).

Метастабильные состояния атомов образуются при их неупругих соударениях с электронами в газовых разрядах, прохождении электронного пучка через газ, облучении газа ультрафиолетовым излучением, фотодиссоциации молекул и других способах возбуждения. В качестве примера рассмотрим процесс фотодиссоциации озона под влиянием излучения с длиной волны (2540…3100)*10^-8 см:

0₃ + Лсо-+ oOzO+C^. В результате образуются метастабильный атом и возбужденная молекула кислорода. В частности, этот процесс приводит к исчезновению озона и возникновению метастабильных атомов кислорода в стратосфере Земли: на высоте 20…30 км плотность этих атомов около 10² см^-3. Отметим еще, что при фотодиссоциации молекул CF₃I, C₂F₅I, C₃F₇I происходит образование метастабильных атомов йода I^>²/fy₂), которые используются в йодном лазере, работающем на переходе I^>²/fy₂ >I^²/fy₂ j + (Х= 1,31 510^-4см).

Таблица 8.

Из-за большого времени жизни атомы в метастабильных состояниях накапливаются в газе и влияют на его свойства. Для их детектирования существуют различные методы. Отметим лишь один из методов определения абсолютных значений плотности метастабильных атомов. Он основан на измерении поглощения метастабильными атомами резонансного излучения, в результате чего атомы изданного метастабильного состояния переходят в более высокие метастабильные состояния. Так как коэффициент поглощения пропорционален плотности метастабильных атомов, то по его измерениям можно определить искомую среднюю концентрацию. Такой способ наиболее эффективен при концентрации метастабильных атомов порядка 10⁸ см^-3 и выше.

Энергия, запасенная метастабильными атомами, часто используется для получения лазерного излучения путем передачи на возбужденные уровни примесных частиц. Такой способ реализован в гелийнеоновом лазере, аналогичных лазерах на смеси гелия с примесью металлических паров (кадмия, ртути, золота, цинка и др.).

Резонансно-возбужденные атомы освобождаются от избытка энергии как при столкновениях с другими частицами, так и при высвечивании фотонов. Благодаря высвечиванию атомы становятся источниками излучения в соответствующем спектральном интервале. На таком принципе работают некоторые газоразрядные источники излучения, например ртутные лампы.

При оптической накачке поляризованным светом возникает интересный эффект: образование резонансно-возбужденных атомов с выделенной ориентацией момента (явление оптической ориентации атомов). Это объясняется так: допустим, что атом переводится в резонансно-возбужденное состояние линейно-поляризованным светом. Поскольку вероятность испускания фотона при переходе атома в основное состояние не зависит от направления вылета фотона и его поляризации, то в результате поглощения и испускания резонансного фотона проекция полного момента атома изменяется. Явление оптической ориентации атомов используют в ряде физических приборов: рубидиевый мазер, работающий на переходах между состояниями сверхтонкой структуры атома рубидия; оптический магнитометр, позволяющий измерять малые напряженности магнитного поля (до 810″ ⁶ А/м) и др.

Когда спонтанное испускание фотона (однофотонный распад) запрещается правилами отбора, то становится возможным двухфотонный спонтанный распад. Обычно его вероятность много меньше вероятности однофотонного. Однофотонный спонтанный (дипольный) переход атома из возбужденного состояния характеризуется временем жизни т_х «а^-3т_а, где, а — постоянная тонкой структуры; т_а — характерное атомное время, т_а &Н*/т_ее^А «КГ¹⁶ с. Для двухфотонных переходов характерное время жизни т₂ лсГ³т,. Например, для атома водорода двухфотонный переход из метастабильного состояния 2 ²S_Xj₂ —? 1²S_xj₁ осуществляется за время т₂ «0,15 с. Наряду с двухфотонным распадом существуют процессы 2-, 3- и многофотонного поглощения. При взаимодействии атома с мощным электромагнитным излучением возникают эффекты, связанные с 2-й, 3-й и т. д. гармониками падающего излучения частоты со. В этом случае возможно поглощение излучения как при обычном условии совпадения частоты перехода между энергетическими уровнями атома с частотой о), так и при равенстве частоты перехода удвоенной частоте со, утроенной и т. д. Это соответствует поглощению двух, трех и т. д. фотонов. Такой эффект был обнаружен в эксперименте при облучении кристалла CaF₂, активированного европием, излучением рубинового лазера (Кайзер, Таре, 1962). Многофотонное поглощение проявляется также при облучении вещества излучением, содержащим компоненты с разными частотами. Если, например, излучение содержит частоты (о, со₂, то может произойти поглощение двух фотонов при условии со, +со₂ =0)^. Например, при облучении атомов натрия светом двух лазеров с длинами волн X, = 5890*10» ⁸ см и Х₂ = 56901(Г⁸ см происходил переход 3²5,у₂ —> 4²D_sj₂.

Существует также процесс многофотонной ионизации атома. В эксперименте наблюдали ионизацию атома гелия (потенциал ионизации 24,58 В) в результате поглощения 21 фотона излучения неодимового лазера (X = 1,06−10^-4 см).

Введенные Эйнштейном коэффициенты рассматриваются как постоянные, характеризующие вероятности переходов между энергетическими уровнями атома в единицу времени. Современные эксперименты показывают, что вероятность спонтанных переходов зависит от того, находится ли атом в свободном пространстве (вакууме), некотором резонаторе или плазме. Если резонатор настроен на частоту перехода возбужденного атома, то скорость спонтанного излучения, определяемая в этом случае добротностью резонатора, увеличивается по сравнению с вакуумным значением. Если же резонатор расстроен, то скорость спонтанного излучения уменьшается, так как атом в этом случае не может излучить фотон. Тогда говорят, что происходит подавление спонтанной эмиссии, и атом может существовать в возбужденном состоянии достаточно длительное время. Скорость спонтанного излучения изменяется не только при помещении возбужденного атома в резонатор, но также при наличии любой проводящей поверхности, в присутствии нанотел и т. д. Когда возбужденные атомы находятся в плазме, то коэффициент Эйнштейна А_тп может зависеть от плотности плазмы и температуры.

Высоковозбужденные состояния атома называются ридберговскими состояниями. Они характеризуются тем, что один из электронов внешней оболочки атома имеет большие значения главного квантового числа, поэтому он слабо связан с остальными электронами и ядром атома. В этом смысле высоковозбужденный (ридберговский) атом аналогичен атомам щелочных металлов. По аналогии с моделью валентного электрона можно считать, что энергия ионизации электрона в ридберговском атоме равна J_n=jJ (п- б_;)², где У, — энергия ионизации атома водорода; 6, — квантовый дефект, зависящий от орбитального квантового числа /. Параметр 6_/ характеризует смещение уровня энергии из-за короткодействующего взаимодействия валентного электрона с атомным остатком. При больших значениях главного квантового числа частота перехода на соседний уровень становится равной классической частоте обращения электрона. Таким образом, ридберговский атом можно рассматривать как диполь, колеблющийся с резонансной частотой, при этом дипольный момент очень велик, так как радиус атома пропорционален п². Для ридберговских атомов атомное электрическое поле зависит от главного квантового числа по закону F_a (л)= F_an~^A. При больших п такие поля легко реализуются.

На свойствах высоковозбужденных атомов основаны современные чувствительные приборы, которые существенно расширяют рамки измерительных возможностей. Одним из приборов такого типа является, например, детектор инфракрасного излучения. Он позволяет по переходам между состояниями 2ЪР и 22D атома натрия под действием теплового излучения измерить интенсивность этого излучения.

Возможность дипольных переходов между ридберговскими состояниями определяется известными правилами отбора. Вместе с тем в сильном внешнем электрическом поле возможны переходы с нарушением дипольных правил отбора.

Одноатомный мазер, или микромазер, представляет собой устройство, в котором единичный атом, находящийся в ридберговском состоянии, взаимодействует с отдельной модой резонатора. Реализация микромазера стала возможной благодаря колоссальному прогрессу в создании сверхпроводящих резонаторов с высокой добротностью и современной технологии лазерного получения ридберговских атомов. В настоящее время достигаются высоковозбужденные состояния атомов со значениями главного квантового числа п ~ 60…70.

В созданном микромазере были использованы ридберговские атомы Rb, находящиеся в состоянии 63²Ру2 • Рассматривались два мазерных перехода на уровни 61²Dy₂, 61²Dy₂. Скорость инжекции атомов в резонатор выбирали такой, чтобы в нем в среднем за период находилось менее одного атома. Тогда при пролете через резонатор отдельные атомы поддерживают в нем непрерывные колебания, амплитуда которых определяется средним числом фотонов от единиц до нескольких сотен.

Созданы микромазеры, работающие в оптическом диапазоне. Возможно, что они произведут переворот в вычислительной технике, оптической связи и т. д.

При поглощении или испускании фотона с импульсом hk атом испытывает отдачу, скорость которой равна v_R = Ьк/т_а, где к — волновое число излучения,? = 2л/Х; т_а — масса атома. Эта скорость мала. Например, значение характерной скорости отдачи при оптических переходах в атомах щелочных металлов 1 …3 см/с. Малой является также энергия отдачи атома E_R = h²k² /2т_а, с которой связывают температуру отдачи одиночного фотона T_R согласно соотношению к_ьТ_л/2 = E_r, где к_ъ — постоянная Больцмана.

Последнее время ведут теоретические и экспериментальные исследования возможности глубокого охлаждения атомов до температур, меньших T_R, и удержания их в ограниченном объеме. Существуют различные устройства — ловушки для удержания атомов и методы их охлаждения. Физический механизм лазерного охлаждения основан на циклах, в которых после поглощения лазерного фотона атом спонтанно излучает. Взаимодействие атома с лазерным фотоном устраивают таким образом, чтобы спонтанно испущенные фотоны были более энергетичными, чем лазерные. Это значит, что в каждом цикле энергия атома (и связанная с ней температура) уменьшается. При воздействии нерезонансного лазерного излучения его давление может значительно подавить тепловое движение атомов. Первые эксперименты по лазерному охлаждению атомов проводил Летохов в 1981 г. Несколько позднее работы в этом направлении начали в лабораториях США, Франции и др.

Схемы лазерного охлаждения имеют ограничения на плотность атомов и достигаемые температуры. Поэтому в большинстве экспериментов лазерное охлаждение используют лишь для предохлаждения атомов. На следующей стадии применяют другие методы, например охлаждение при испарении. В этом случае наиболее энергетичные атомы покидают ловушку, а температура остающихся понижается. Комбинированием различных методов охлаждения и удержания атомов в современных экспериментах достигнуты температуры и плотности: для атомов цезия Г%10″⁶К, л%Ю¹⁰см"³; водорода Г"1(Г⁴1С, л"810³см-³.

За работы по лазерному охлаждению атомов группе физиков (Чу, Филипс, Коэн-Таннуджи) присуждена Нобелевская премия в 1997 г. Охлажденные атомы применяют для создания сверхточных эталонов времени, в измерениях очень малых изменений силы тяжести и т. д. Одной из главных целей охлаждения атомов и их удержания является Бозе-Эйнштейновская конденсация слабо взаимодействующего газа. Конденсация Бозе —Эйнштейна состоит в том, что при Т -> О все бозе-частицы стремятся находиться в состоянии с минимальной энергией. Для осуществления такой конденсации необходимо, чтобы тепловая длина волны де Бройля Х_т = hj^2птк_ьТ превосходила среднее расстояние между частицами. Точнее, необходимо, чтобы в сфере с радиусом, равным Х_т, находилось не менее определенного числа частиц: ~у^п^т >—-2,612. С помощью глубокого охлаждения паров атомов Rb, которые были ограничены магнитными полями, был получен бозе-конденсат при температуре 1,7- КГ⁷ К, плотности атомов 2,5−19¹² см^-3, существовавший в течение 15 с.

При низких температурах достигаются также вырожденные состояния ферми-газа, когда длина волны де Бройля становится сравнимой со средним расстоянием между атомами. Впервые вырожденный ферми-газ атомов К был получен в 1999 г. в магнитооптической ловушке. Затем был получен вырожденный ферми-газ атомов Li, охлажденных с помощью испарения быстрых атомов до температуры 410^-6 К. Оптическую ловушку атомов создавало излучение мощного С0₂ лазера.

ЗАДАЧИ.

1. Оценить время жизни возбужденного состояния атома относительно однофотонного дипольного перехода.

Решение. /j_d = A_mn «wV г,²/Лс³ % а³/т_а .

2. Оценить скорость атома при температурах 3 и 1,8-КГ⁷ К.

Ответ.* 100 м/с; * 2 см/с.