2
Оглавление
Введение 4
1 Равновесное тепловое излучение, ридберговские атомы и резонансное взаимодействие между ними 9
1.1 Равновесное тепловое излучение ....................................... 9
1.2 История исследования ридберговеких атомов ........................... 15
1.3 Дипольное приближение для термоиндуцированных переходов...............21
1.4 Метод модельного потенциала Фьюса.....................................28
1.4.1 Основные идеи метода и его модификации..........................28
1.4.2 Применение модельного потенциала Фьюса в дипольном приближении 36
1.5 Спонтанные распады ридберговеких состояний............................40
2 Термоиндуцированные переходы в дискретном спектре ридберговеких атомов 47
2.1 Общие закономерносги..................................................47
2.2 Термоиндуцированнос тушение ридберговеких уровней ....................59
2.3 Возбуждения в дискретном спектре......................................65
3 Ионизация 72
3.1 Сечение фотоионизации в дипольном приближении.........................72
3.2 Скорости тепловой ионизации ридберговеких состояний...................77
3.3 Полное термоиндуцированное уширснис ридберговеких состояний...........88
Заключение
92
3
Список сокращений и условных обозначений
с = 299792458 м/с — скорость света в вакууме;
Н = 6.626069 • 10-34 Джс — постоянная Планка;
п = = 1.054572 • 10"34 Дж с;
тпе = 0.910938 • Ю“30 кг — масса электрона;
е = 1.60218 • 10“18 Кл — элементарный заряд;
к — 1.38065 • 10-23 Дж/К — постоянная Больцмана;
а = 0.72973526 • 10-2 — постоянная тонкой структуры;
1/а = 137.035999;
эВ — электрон-вольт (1 эВ = 1.60218 • 10“18 Дж);
МЬ — мегабарн (1 МЬ = 1 • 10"22 м2);
а.е.э. — атомная единица энергии (1 а.е.э.= 4.3597 • 10~18 Дж);
Т — температура равновесного теплового излучения, К.
Константы и единицы измерения физических величин в
атомной системе единиц
1 эВ = 3.674933 • 10“2 а.е.э.;
С = 1/а = 137.035999; к = 3.1668 • 10-6 а.е.э./К.
4
Введение
Современная физика атомов, являясь одним из базовых разделов физической науки в целом, в свою очередь имеет обширный спектр исследуемых объектов и явлений, объединяемых весьма разветвленной системой характерных признаков и связей. Одним из специфических объектов в сфере ее исследований являются ридберговские атомы.
Ридберговский атом — атом, у которого в состоянии с большим значением главного квантового числа п находится не менее одного электрона. Многие свойства ридбсрговских состояний кардинально отличаются от свойств основного и низковозбужденных состояний в одном и том же атоме. Исследование ридбсрговских атомов происходило параллельно развитию квантовой теории и в рамках общего прогресса атомной физики (см. раздел ‘Ридберговские атомы’). К началу 1980-х научная деятельность по исследованию свойств ридбсрговских атомов и описанию явлений с их участием приобрела такой масштаб, что выделилась из других направлений атомной физики [1] и сохраняет свой автономный статус до настоящею времени [2].
Продолжительные периоды обращения электрона в сверхвысоких рид-берговских состояниях (Т„ ос п3, п — главное квантовое число исследуемого состояния) позволяют управлять с помощью сверхкоротких лазерных импульсов [3] движением электрона (его волнового пакета) по почти классической орбите [4]. Такая система является удобной для исследования перехода между квантовым и классическим описанием движения связанного электрона в атоме.
Электроны в высоковозбужденных ридберговских состояниях С 71 ^ 1000 являются практически свободными, так как их энергия связи составляет
несколько микроэлектрон-вольт [5] (Еп « —5- эВ). Такие сверхмедленные
тьс
электроны используются в экспериментах по рассеянию при малых энерги-
5
ях.
Малые интервалы между сверхвысокими ридбсрговскими \nljF)-состояниями [6] могут быть применены для определения нестабильности во времени частоты лазера путем детектирования возбуждаемых этим лазером состояний [7]. Малые энергетические промежутки между ридберговскими уровнями (ДЕ ос 1/п3) в сочетании с долгими временами жизни по отношению к спонтанным распадам (т„ ос п3) делают высоковозбужденные атомы инверсной средой для компактных мазеров [8] (в том числе и перестраиваемых [9]) и базовым регистрирующим компонентом для детекторов [10] в миллиметровом и субмиллиметровом диапазонах электромагнитных волн.
Предельно точное измерение частот переходов между ридберговскими состояниями одноэлектронных ионов (и нейтрального атома водорода), где влияние конечных размеров ядра- мало в сравнении' со случаем переходов между слабовозбужденными (и основным) состояниями, обеспечивает возможность косвенного вычисления массы ядра из квантовоэлектродинамической теории возмущений [11]. Причем ожидаемая точность результатов как абсолютного, так и относительного методов (при. сравнении с протоном или ядром 12С) соответствует эталонным измерениям, либо превышает их.
Высокая чувствительность ридберговских состояний к внешним полям позволяет использовать значительные периодические изменениях скорости их ионизации в системе “сильное микроволновое иоле - статическое электрическое поле - малое магнитное поле” при изменении амплитуды напряженности статического электрического поля для- измерения малых магнитных полей (чувствительность порядка fiT для п « 50) [12].
Аномально большие электрические дипольные моменты ридберговских состояний (|(d)| ос п2) способны обеспечить надежное межатомное взаимодействие па дальних расстояниях, что важно, например, для квантовой обработки информации [13]. Сочетание значительного дипольного момента и достаточно большого времени жизни ридберговского атома создают возможность фокусировки пучка нейтральных атомов электрической линзой для атомной литографии.
Практическое применение высоковозбужденных состояний неотделимо от правильного понимания их свойств. Основными характеристиками рид-
6
берговских состояний являются их энергии связи и времена жизни. Для наиболее удобных как в исследованиях, так и приложениях щелочных металлов накоплен обширный экспериментальный материал как в виде таблиц [14], [15] энергий связи, так и в форме параметрических аппроксимаций квантового дефекта [16], [17], [18], которые основаны на экспериментах высокой точности по определению тонкой структуры и служат хорошим заменителем табулированных данных для состояний с главным квантовым числом п = 20... оо.
Время жизни отдельного состояния (не являющегося основным) атома только в идеале определяется скоростью спонтанных распадов возбужденных состояний, когда электрон самопроизвольно переходит на более низкий энергетический уровень. В реальности любая квантовая система испытывает множество сторонних воздействий. Некоторыми из них можно пренебречь, от других атом может быть изолирован, третьи необходимо учитывать. Любой атом, находящийся в термодинамическом равновесии со своим окружением, подвержен действию равновесного теплового излучения, если температура системы не равна абсолютному нулю. Электромагнитное по своей сущности тепловое поле вступает во взаимодействие с атомом в целом и высоковозбужденным электроном в частности. Нерезонансное взаимодействие приводит к сдвигу уровней энергии (эффект Штарка в переменном поле), резонансное — вынужденным переходам.
Термоиндуцированный сдвиг уровней энергии для высоковозбужденных состояний не меняет спектр, гак как практически одинаково увеличивает энергии таких состояний на 2.2 кГц при Т = 300 К (а Т2) [19, р. 56-57]. Примерно тот же порядок величины теплоиндуцированное смещение имеет в области переходных состояний [20]. Для низких уровней термоиндуцированный сдвиг пренебрежимо мал и его влияние ощутимо только при эталонных измерениях частоты [21], [22].
В отличие от нсрсзонансного взаимодействия теплового излучения с нейтральными атомами резонансное — оказывает определяющее влияние на времена жизни ридберговских состояний, так как именно на переходы между высоковозбужденными состояниями приходится максимум спектрального распределения энергии теплового излучения (формально охватывающего
7
всевозможные частоты) при Т — 100-2000 К. Термоиндуцированные переходы не только заметно сокращают время жизни возбужденных состояний атома, но и приводят к существенным изменениям в его свойствах, что особенно четко проявляется в случае высоких уровней.
Каждый индуцированный равновесным тепловым излучением переход в состояние с более низкой энергией (термоиндуцированное тушение) сопровождается когерентным увеличением числа фотонов в системе. Если ансамбль имеет достаточную плотность, то может возникнуть коллективное спонтанное излучение (спонтанно возникшее и самоусиливающееся излучение в инверсной среде без внешних резонаторов) [23]. Так как вероятность спонтанных распадов в близкие но энергии состояния мала, то решающий вклад в запуск лавины гашения ридберговских уровней дает именно равновесное тепловое излучение [24].
Вынужденное возбуждение влечет заселение более высоких уровней рид-берговского атома, что должно быть учтено при анализе результатов селективной ионизации электрическим полем [25], так как в даинохм процессе ионизируются все состояния, энергия связи которых хмеиьше задаваемого напряженностью ионизирующего поля предела. Появление элекгронов в более высоких (и более слабо связанных) состояниях также облегчает ударную ионизацию ридберювеких атомов. Сам процесс индуцированного перевода электрона в более высокое по энергетической шкале состояние сопровождается безвозвратным поглощением теплового фотона.
Равновесное тепловое излучение способно индуцировать не только переходы между состояниями дискретного спектра, но и осуществлять ионизацию (вывод электронов в непрерывный спектр), которая также сокращает время жизни связанного состояния. Ионизация разрушает нейтральный атом, создавая заряженные частицы, что качественно изменяет квантовую систему и взаимодействие с ее окружением.
Таким образом ощутимое сокращение времен жизни ридберговских состояний за счет резонансного взаимодействия с равновесным тепловым излучением осуществляется посредством трех различных по физическохму содержанию и своИхМ последствиям процессам. Поэтому после изложения необходимых сведений о равновесном тепловом излучении, истории иссле-
8
дования ридберговских атомов, представления метода модельного потенциала Фыоса, как основы численных расчетов данной работы, и количественных аппроксимаций скоростей спонтанных распадов — Р$ (первая глава) индуцированные тепловым излучением тушения и возбуждения будут рассматриваться отдельно, также раздельно будут представлены количественные результаты для них (вторая глава). Основными из них являются скорости термоиндуцированных тушений (Р^?0) и термоиндуцированных возбуждений (Р^с). Сопоставление скоростей термоиндуцированных тушений и возбуждений для ридберговских состояний нейтральных атомов водорода, синглетного и гриплетного гелия, лития со скоростями спонтанных распадов осуществляется с помощью относительных скоростей термоиндуцированных тушений и возбуждений:
р6ас('-г\ реХС/'ТП
ДпГ(г) = яда =
1 7X1 7X1
Последним из исследованных термоиндуцированных процессов представляется ионизация (третья глава). Для сопоставления абсолютной скорости термоиндуцированной ионизации ридберговского \п1)-состояния со скоростью его спонтанного распада также вводится относительная скорость ионизации:
дат со = ЩР-.
1x1
Основные результаты диссертационного исследования, представленные в главе 1, опубликованы в [26], [27]; в главе 2 — [29], [30], [28], [27]; в главе 3 — [31], [32], [27].
- Київ+380960830922