Sm原子激发态光谱研究

Sm原子激发态光谱研究 天津理工大学 硕士学位 Sm原子激发态光谱的研究 姓名:关锋 申请学位级别:硕士 专业:凝聚态物理 指导教师:戴长建 20080601摘要 稀土原子激发态的研究不但对人们认识原子结构和性质具有重要的科学意义,而且 在许多科技领域具有重要的应用价值,比如探索新激光机理、开发新型激光源以及发展 激光分离同位素等。原子作为一种典型的复杂原子,因具有未填满的内壳层而具 有异常丰富的光谱。因为对其光谱特性进行研究面临着很高的挑战性,所以是一项具有 很高的研究价值的课题。因此,本文对原子的奇宇称和偶宇称这两类激发态的光谱 及其特性进行了系统的实验研究,并进行了深入的理论。 在实验方面,我们采用共振光电离技术对原子的许多激发态进行了光谱研究。 对于奇宇称激发态,采用一台频率可调谐的染料激光器将原子从 “.态 分别激发到具有不同电子组态如:具有和电子组态的若干原子态上, 再利用波长为的紫外激光通过光电离对处于上述状态的原子进行高灵敏探 测,获得了一系列原子的奇宇称态的光谱。对于偶宇称高激发态,则必须采用另一 束频率可调谐的染料激光器将处于上述奇宇称激发态的原子进一步激发到偶宇称激 以实现光电离探测处于上述偶宇称激发态上并再吸收一个同样波长的光子, 发态的 原子的目的。本实验研究不但确定了所有这些激发态的能级位置和相对光谱强度,还确 定了它们的总角动量。本文的创新之处在于,通过精心设计并使用不同的激发路线完成 了对处于同一能域但具有不同的总角动量的各种激发态的实验研究。 在理论方面,我们利用量子力学的知识对所取得的实验结果进行了详尽的理论分 析。本文运用偶极跃迁过程中的关于角动量和宇称的选择定则,再考虑跃迁谱线的强度定 则等多种因素,对所测得的能量比较低的奇宇称态和能量比较高的偶宇称态 进行全面的 光谱分析和标识。利用实验中所用激光器的高准确性的波长定标结果并结合跃迁谱线的 相对强度的计算结果,我们便可以根据跃迁的波长值和相对强度值来辨认处于同一能 域、具有奇宇称的由和电子组态所构成的所有可能的原子状态。然后, 再进一步判断和辨识那些处于更高能域的具有偶宇称态的原子状态。在相对强度方面, 理论结果和获得的实验测量结果相当一致,从而取得了满意的结果。 总之,通过量子理论对原子激发态的实验光谱数据的详细分析,本文不但确认 了文献中已经报道的部分较低激发态的能级位置和光谱归属,而且还首次报道了大量 高激发态的光谱及其特性。通过这一系列对原子各种不同束缚激发态的光谱特征的 研究,本文结果不仅显著丰富了该原子的光谱数据,也为各种与之相关的宏观材料的物 理特性的研究提供了信息。 关键词: 原子光谱激发态光电离探测 能级位置相对强度。, , . . ,, ?. 、析 .,. 川 ..、而 . 、啊 . ? .?, .、,. ? . , , . ,. , . .,丽, . : , , , 独创性声明 本人声明所呈交的学位论文是本人在导师指导下进行的研究工作和取 得的研究成果,除了文中特别加以标注和致谢之处外,论文中不包含其他 或 人已经发表或撰写过的研究成果,也不包含为获得..墨洼墨墨盘堂 其他教育机构的学位或证书而使用过的材料。与我一同工作的同志对本研 究所做的任何贡献均己在论文中作了明确的说明并表示了谢意。 签字日期:??占年多月/。日 学位论文作者黼关铎 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解 墨盗墨墨盘堂有关保留、使用学位论文 可以将学位论文的全部或部分内容编入 的。特授权墨盗墨兰盘堂 有关数据库进行检索,并采用影印、缩印或扫描等复制手段保存、汇编, 以供查阅和借阅。同意学校向国家有关部门或机构送交论文的复本和电子 文件。 保密的学位论文在解密后适用本授权说明 导师签名: 导师签名: 学位论文作者签名:美锋 学位论文作者签名:天辚签字日期:为吒年;月【口日 签字日期:?卯矿年石月卜日第一章引言 第一章引言 凝聚态物理学是从微观角度出发,研究由大量粒子原子、分子、离子、电子组成 的凝聚态的结构、动力学过程及其与宏观物理性质之间的联系的一门学科。凝聚态物理 是以固体物理为基础的外向延拓。凝聚态物理的研究对象除晶体、非晶体与准晶体等固 相物质外还包括从稠密气体、液体以及介于液态和固态之间的各类居间凝聚相,例如液 氦、液晶、熔盐、液态金属、电解液、玻璃、凝胶等。经过半个世纪的发展,目前已形 成了比固体物理学更广泛更深入的研究领域。一方面传统的固体物理各个分 支如金属物 理、半导体物理、磁学、低温物理和电介质物理等的研究更深入,各分支之间的联系更 趋密切;另一方面许多新的分支不断涌现,如强关联电子体系物理学、无序体系物理学、 准晶物理学、介观物理与团簇物理等。众所周知,从传统的各种金属、合金到新型的各 种半导体、超导材料,从玻璃、陶瓷到各种聚合物和复合材料,从各种光学晶体到各种 液晶材料等等;所有这些材料所涉及到的声、光、电、磁、热等特性都是建立在凝聚态 物理研究的基础上的。凝聚态物理研究还直接为许多高科学技术本身提供了基础。当今 正蓬勃发展着的激光技术、光电子技术和光纤通讯技术等等都密切联系着凝聚态物理的 ‘ 研究和发展。 激发态物理是以高分辨激光光谱技术为主要研究手段,以各种物质层次原子、分 子和团簇中的激发态过程为主要研究方向,重点研究光和物质的相互作用,激发态的 结构和动力学特性的研究领域。 光电子光谱学和光谱技术作为一个重要的研究学科和技术,在凝聚态物理和光学等 领域也被广泛使用。在材料方面,通过光谱探测和分析手段既可以定量分析某种材料的 化学成分和物理特性,也可以对材料的发光和吸收特性进行评价。稀土金属属于非常活 泼的金属材料,它在凝聚态物理中有着广泛的用途,如:重要的发光材料等都需要稀土 金属的参与。本论文开展了对原子激发态的光谱及其特性的研究,不仅获得了该原 同时也会对相关材料的声、光、子的电子结构和激发态物理等方面的信息, 电、磁、热 等特性的研究具有指导性意义,从而对凝聚态物理所关心的金属物理、半导体物理、磁 学、超导物理、固体发光等领域的研究提供有价值的信息。 .稀土原子的概述 ‘稀土元素包括化学元素周期表中镧系元素??镧、铈、镨、钕、钷 、钐、铕、钆、铽、镝、钬、铒、铥、镱、 镥,以及与镧系的个元素密切相关的两个元素?钪和钇?共种元素,统 。“稀土一词是十八世纪沿用下来的名称,因为当时用于提 称为稀土元素第一章引言 取这类元素的矿物比较稀少,而且获得的氧化物难以熔化,也难以溶于水,也 很难分离, 其外观酷似“土壤”,而称之为稀土。稀土元素分为“轻稀土元素和“重稀土元素”。 “轻稀土元素’’指原子序数较小的钪、钇?、镧、铈、镨、钕、钷 、钐和铕由。“重稀土元素”指原子序数比较大的钆、铽、镝、 钬、铒、铥、镱和镥。 稀土元素已深入国民经济各个领域,稀土产品越来越多的走进了人们的生活当中, 而且我国有着丰富的稀土资源,所以我国被誉为“稀土大国。稀土是世纪全世界的 战略元素。所以研究稀土元素的结构和性能具有十分重要的意义。稀土元素在解决 新技术和新材料的特殊结构问题中也具有日益重要的应用。 由于稀土元素性质活跃,使它成为亲石元素,地壳中还没有发现它的天然金属无水 或硫化物,最常见的是以复杂氧化物、含水或无水硅酸盐、含水或无水磷酸盐、磷硅酸 盐、氟碳酸盐以及氟化物等形式存在。由于稀土元素的离子半径、氧化态和所有其它元 素都近似,因此在矿物中它们常与其它元素一起共生。稀土元素的特殊电子结构、大的 原子磁矩、很强的自旋一轨道耦合、复杂的晶体结构和磁结构,产生了丰富 多彩的稀土 功能材料,有大量基础问题需要深入研究。稀土功能材料主要包括稀土永磁材料、储氢 材料、发光材料、磁电阻材料和超磁致伸缩材料等。美国和日本等发达国家都将其作为 重点发展的关键材料,如美国在类高技术材料中将其列为第三。稀土功能材料研究 不仅具有重要理论意义,而且具有广阔的应用前景。目前稀土元素的应用蓬勃发展,已 扩展到科学技术的各个方面,尤其现代一些新型功能性材料的研制和应用,稀土元素己 成为不可缺少的原料。稀土元素的应用非常广泛。稀土作为植物的生长、生理调节剂, 对农作物具有增产、改善品质和抗逆性三大特征;同时稀土属低毒物质,对人畜无害, 对环境无污染;合理使用稀土,可使农作物增强抗旱、抗涝和抗倒伏能力。稀土在冶金 工业中应用量很大。稀土元素容易与氧和硫生成高熔点且在高温下塑性很小的氧化物、 硫化物以及硫氧化合物等,钢水中加入稀土,可起脱硫脱氧改变夹杂物形态作用,改善 钢的常、低温韧性、断裂性、减少某些钢的热脆性并能改善加热工性和焊接 件的牢固性。 稀土与过渡元素的金属间化合物为混合稀土金属和是优良的吸氢材 料,被称为氢海绵。其最为成功的应用是制造二次电池??金属氢化物电池,即镍氢电 池。稀土离子是固体激光材料和无机液体激光材料的最主要的激活剂,其中以掺 的激光材料研究得最多,除钇铝石榴石、铝酸钇玻璃等基质外,高稀土浓度 激光材料可能称为特殊应用的材料。稀土在玻璃工业中有三个应用:玻璃着色、玻璃脱 色和制备特种性能的玻璃。用于玻璃着色的稀土氧化物有钕粉红色并带有紫色光泽、 镨玻璃为绿色制造滤光片等:二氧化铈可将玻璃中呈黄绿色的二价铁氧化为三价而脱 色,避免了过去使用砷氧化物的毒性,还可以加入氧化钕进行物理脱色;稀土特种玻璃 如铈玻璃防辐射玻璃、镧玻璃光学玻璃。对稀土元素高激发态的研究,还在激光分 离同位素,等离子体物理,天体物理及原子物理等学科中有着重要的意义。 年,波依斯包德莱从铌钇矿得到的“镨钕’’中发现了新的稀土元素,并根据这 种矿石的名称命名为钐。钐金属呈浅黄色,是做钐钴系永磁体的原料。钐钴磁体是最早 得到工业应用的稀土磁体。这种永磁体有系和系两类。年代前期发第一章引言 明了系,后期发明了系。现在是以后者的需求为主。钐钴磁体所用的 氧化钐的纯度不需太高,从成本方面考虑,主要使用%左右的产品。此外,氧化钐还 用于陶瓷电容器和催化剂方面。另外,钐原子还具有核性质,可用作原子能反应堆的结 构材料,屏蔽材料和控制材料,使核裂变产生巨大的能量得以安全利用。 在稀士元素中,引起人们相当的兴趣,这是由于:它有可能在激光技术中得 到应用;原子的基态组态为,它具有未填满的壳层。因此原子具有 由于外层电子激发而产生的相对简单的能谱,同时又可能有由内层电子被激发而 产生的复杂谱线。 .稀土原子激发态的研究概况 稀土元素原子最外层电子结构具有和碱土金属原子相似的结构,同时稀土元素原 子的次外层并未被电子填满,因此在研究其电子电离特性的过程中,存在着许多其它原 子所没有的现象和特性。对于这些未知现象的测定和研究,吸引了许多科研工作者的目 光。近年来,在激光共振激发稀土原子激发态的研究中,对、、原子等的相关研 究报道较多。 关于原子的研究,国内已经有过许多相关报道。对于原子的激发态寿命方面, 方达渭等人做过大量工作,他们采用延迟场电离技术和数值积分方法分别对原子的里 德堡态和高激发能级的寿命特性进行了研究【.】。戴长建、方达渭等采用偏振激光多步 激发原子不同值的里德堡态和价态,并且随后他们又采用了延迟场电离 的方法测定了.,和.,:,各里德堡态以及 /,态的电离阈值【】。戴长建、王云仙、方达渭采用偏振激光两步激发和光电离 在./电场范围内测定了原子,里德堡能级结构,首次把包含 方法, 能量矩阵的方法推广到原子,实验结果与理论获得的图符合的很好,采用数 值积分方法对实验范围内的结构进行了计算,讨论了电场中能级抗交叉行为及其与 量子亏损的关系.。 此外,原子高激发态的跃迁特性,利用多光子激发原子测 量自电离共振光谱,光电离光谱的研究,原子里德堡态的研究,原子高激发态相 互作用的研究也有过报道【。国外也有许多关于原子光谱的研究,如原子的能级 及其能级的寿命【 】。、等人采用两步激光激发和场电离方法 获得原子个偶宇称态高激发能级 。,文献【】报道原子能级的寿命。、 等人采用三步激光激发对原子自电离共振光谱进行了研究【训,文献【 报道了原子能级的寿命。 在原子研究中,钟建伟、胡晓等人研究了偏振光组合多步激发原子自电离谱。 文献【采用多种偏振激光组合方式对稀土元素原子多步激发自电离能谱的实验结果, 研究激光偏振性在基态值较大的复杂原子的多步激发和电离过程中对跃迁特性及总离 子产额的影响。这方面研究在激光分离同位素技术及等离子体物理中具有直接的应用意 义。胡素芬等进行了原子玎系歹自电离光谱的观察和测定,并给出了大量实第一章引言 验测量结果,提供了一些获取的新数据”。另外关于原子的激光电离增强的研究也有 过报道【】。近年来,文献【.】报道了原子的里德堡态的能级位置。 然而人们对于原子激发态的光谱报道只是局限于能级位置,而对相应的实验光 谱图和谱线强度等方面的信息的报道几乎是一片空白。年等人给出 能域以下个偶宇称的能级位置以及能域以下个奇宇称能级位 置;年】等人报道了在以能域内的个偶宇称的能级位置; 】研究小组分别在年和年报道了偶宇称的原子态数据;年 】用单色三光子共振电离光谱技术对一定能量范围内的能级位置进行了研究, 又观测到个偶宇称新能级,但是都缺乏相应的实验光谱图和谱线强度等方面的信息。 巴哈马原子研究中心的、和等人发表过原子基态和自电离态 的研究工作。基态和各自电离系列收敛于原子的三个不同的离子态尼、 尼】和】,并且发现个新的总角动量的自电离能级。文 献给出了稀土元素原子特别是原子光电离所需要的一些重要实验参数,如温度、 原子数密度等。国内的胡素芬、张森等人对原子高激发态做过一些研究工作。文献【】 报道了他们在这方面的工作,提出了三种光子多步激发原子的激发路线,并给出了一些 实验测得的能级位置。 而原子具有特殊的电子结构,具有未填满的壳层,电子被外层的和电子屏 蔽,从而使它有极其复杂的光谱。表.列出了原子中电子在各壳层中的分布【。 表. 原子壳层中的电子排布 另外,由于原子有非常特殊的电子结构,也使原子的能级往往不是对应于 一种电子组态,而是由几种电子组态迭加混合而成,这就造成了原子能级的复杂性。 .本科题的研究意义和内容 近些年来,关于碱土金属原子的高激发态的实验和理论方面的研究都得到丰硕成 果,其中包括自电离光谱】和自电离动力学特性【以及自电离探测技术【删 等方面。目 前,国际上相关研究的焦点已经转移到了那些能级结构更加复杂的稀土原子的光谱研 究。稀土元素具有许多优异性能,在科技和生产的许多方面都有着重要的应用。稀土元第一章引言 素由于未满的肢壳层,其高激发态光谱中不仅存在类似于碱土金属的最外层电子被激 发的高激发裂卜,而且存在肢壳层电子被激发的高激发态,其原子光谱非常复杂。 因此稀土元素原子光谱的研究工作更具难度与挑战性。虽然人们已经测得了一些原 子激发态,而仅仅只是局限于原子激发态的能级位置,而相应的实验光谱图和谱线 强度等方面的信息几乎是一片空白。由复杂原子的光谱简并性可知,若采用不同的激发 路线则会在相同的能域中发现许多不同的原子状态。换句话说,即使在同一能域内只要 所采用的激发路线不同,则可以将原子从不同的初态激发到相应的终态。具体的结 果取决于光谱的谱线强度和相关的跃迁选择定则。 针对上述的研究现状,本文分别选取原子的奇宇称和偶宇称态作为研究对象。 在实验中,我们将原子从 .这七个能级向一系列具有和 电子组态的原子状态激发,然后采用光电离技术探测处于这些态上的原子。另外,我们 还采用两步激光共振光电离技术研究了原子的偶宇称高激发态光谱。通过理论方法 对实验结果的详细分析,我们不仅确定了大量跃迁的能级位置及其光谱强度,而且显 著提高了人们对于原子的这些跃迁的机理等方面的认识。 第二章将给出本论文所采用的实验装置与方法;第三章将介绍在实验当中的理论方 法;第四章是本工作的主体部分,将分别给出原子奇宇称态和偶宇称态光谱的研究 结果,并对其进行了详细的分析和讨论。我们期望这些实验和理论研究不但能够填补本 领域的空白并且将迸一步促进以后的实验和理论研究工作。第二章实验装置与方法 第二章实验装置与方法 .实验装置 本实验装置包括三个部分:激光系统,原子束产生系统,信号采集和分析系统,如 图.所示。 图.实验装置图。其中包括激光系统,原子束产生系统和信号采集和分析系统 下面将分别对这三部分进行详细的描述。 ..激光系统 激光系统是由 公司制造的,主要包括一台 ./.型 :固体激光器和二台波长可调谐的染料激光器。将:固体激光器的基频光 倍频或和频分别产生波长为的绿光和的紫外光,用于泵浦二台染料激光 器,其线宽为.,脉冲宽度为,重复频率为。在光路的安排上,尽可能 使二束激光在同一条直线上。同时为避免两束激光的重叠,我们必须通过控制光路使第 二束激光比第一束激光延迟进入真空室。染料激光器输出的激光经过多次反射和折第二章实验装置与方法 射后其偏振方向不能确定,因此在到达作用区之前,故利用菲涅耳双棱镜对偏 振方向进行旋转。它的特点是可以改变激光的偏振方向而基本不损失其功率密度,即当 它的光轴转过角时,激光的偏振方向转加角度。当激光的偏振方向旋转到给定方向后, 再利用偏振器对偏振方向进行准确的定标,从而得到理想的线偏振光。 我们在实验的过程中所用到的可连续调谐的染料激光器的基本结构如图.所示。 图.染料激光器的装置图 其中为泵浦染料激光器的光路,为染料激光产生的光路。整部染料激光器主 要包括 如下几部分:染料池,,柱面镜~,反射镜~,小透镜,光栅, 聚焦透镜,,三棱镜。其特点是可以用光栅和棱镜等色散组件在较宽的光谱范 围内调谐从而实现窄带激光的输出。其中柱面镜将泵浦光聚焦在染料池,与池内流动的 染料溶液发生作用,激光谐振腔则由反射镜、三棱镜和闪烁光栅构成。这些特 殊的染料经激发后可输出波长范围很宽的激光。为得到所需波长的激光,需采用闪烁光第二章实验装置与方法 栅对其进行选频。输出激光的波长由方程触决定,公式中为光栅常数, 为衍射级次,为衍射角度,为输出激光波长。光栅在由步进电机带动的精密螺杆的 驱动下,可绕平行于光栅刻线的轴做缓慢转动,导致衍射角的精密变化,从而实现波 长的精细调谐。另外,三棱镜和光栅组合,可以在谐振腔内产生更大的角色散,一方面 可以大大地减小输出激光的线宽,另一方面可降低激光的功率密度,起到保护光栅的作 用。本实验中,染料激光器输出激光脉冲的能量大于.“,,线宽优于.一。值得 注意的是,由于每种染料具有给定的中心输出频率,在给定光谱范围内的激光功率密度 略有差别,因此在处理实验数据时应予以修正。 :? 碧 卜乱卜?正山山山一.?山正 ‘ 图. 各种激光染料的能量输出曲线 图.和表.给出了实验所用的激光染料的波长范围和能量输出曲线。表.给出 的染料可以基本连续地覆盖可见光波段。在实验中,我们比较常用的染料有 ,、、,、,,染料中的一部分。第二章实验装置与方法 表. 实验所用的激光染料及其波长范围 在用:固体激光器泵浦的情况下,这些染料可以保证我们得到.范 围内的激光波长。如果实验需要,我们可以用染料激光器中的倍频装置,这样 我们就可 以得到以下的紫外光。但值得注意的是,在选择染料的时候,最好选用发光效 率 高的,且所需波长范围在染料覆盖波长峰值的位置处的染料优先使用。 ..原子束产生系统 图.中的圆圈部分即是原子束产生系统,放在真空度大约为的真空罩内。 真空系统的详细构造如图.所示。真空罩上的石英玻璃窗可让激光通过,与其 中的原 子束发生作用。真空环境由一个前级高速旋片式机械泵和一个涡轮分子泵来 实现。实验 中,先用机械泵来获得初级真空,再利用分子泵进一步提高整个系统的真空度。原子炉 由不锈钢材料做成,用于盛放样品,由包绕在外部的电炉丝对其进行加热。原子炉 上贴有一对镍铬一镍铝热电偶,并与温度控制仪相连接,以便监视原子炉的温度。通常, 当原子炉的温度达到时,原子蒸气的原子数密度便可满足本实验的要求。第二章实验装置与方法 ?视图 / 量子柬\’ : 、 抽真空接口/ \少 图.真空系统 原子束从原子炉上直径为.的小孔中射出,为了减少谱线的展宽效应, 需经过直径为的小阑的准直,使其在作用区时与激光束方向垂直。原子束和激光 束的相互作用区由一对相距为的平行电极板所定义,通常只要在极板之间施加幅度 为的脉冲电压,便可收集由电离过程所产生的离子。为了避免电场对光谱产 生 效应,脉冲电源由:的光信号延迟触发,使其比光脉冲延迟时间为..。上极 板的中心有网孔可以让离子通过而进入探测器运动。第二章实验装置与方法 ..信号采集与分析系统 本实验中采用了光电离探测方法,将原子从激发态光激发至连续态,即将外层玎,电 子激发至.『态,从而使原子电离的方法。在激发过程中,只要入射光子的能量加大于 外层价电子的束缚能,就有可能产生光电离。它与场电离相比,具有明显的优点。场电 场电离阈可近似由 离是用延迟脉冲电场将处于高激发态的原子电离的方法, /给出,因此它只适用于较高的激发态。对于较低的态, ?./ 场电离所需的电场强度很大。同时,强电场也不易控制,还不可避免地会带来一些负面 效应。 当原子被激发到电离态后,会迅速产生电子一离子对,因此可以通过加在极板上的 脉冲电场来收集衰变产物。由于本工作只限于测量束缚态光谱,因此可对衰变到不同离 子态上的所有离子进行收集以获得信号,对应于电离总截面。探测离子的优点在于它的 动能比电子动能大得多,因此探测效果比探测电子效果好。本实验所采用的信号探测器 为微通道板电子倍增器,它具有高增益、低噪声、体积小、重量轻、使用电压低 的优点,倍增效率大约为,灵敏度很高。输出的脉冲信号由示波器进行同步监 控,经预放大后输入到门积分器。门积分器对其进行采样积分后,输出与脉 冲信号强度成正比的直流信号,该信号经模数转换后送入计算机。在计算机程序的控制 下,计算机每隔一定的时间采集一次数据,实时地画出光谱图,以便观察实验结果,同 时将数据贮存起来,便于对其进行进一步地分析和处理。这里简单的介绍一下的 工作原理,示意图如下所示。 输出 卜乞耐 图. 工作原理示意图第二章实验装置与方法 微通道板是由许许多多的特殊空心玻璃纤维压制成的一块很薄的板。每根空心纤维 即每个微通道的内表面层是次级电子发射系数较大的材料。在真空的条件下,微通道 的两端面用真空溅射的办法镀一层导电物质作为电极。 当微通道板两端加上左右的直流电压,在每个微通道内部都形成与通道中心 轴平行的电场表示这样一个微通道内的电场和电子倍增原理。具有初速度的离子或电子 从通道一端射入,这些电子在电场和垂直电场方向的速度分量的作用下,以抛物线轨道 飞行并得到加速,而后碰在通道的壁上打出几个次级电子。这些次级电子在电场作用下 又得到加速,再次撞击内壁打出次级电子。如此重复多次,便实现了电子的倍增。板上 所有微通道的电子倍增的总和就构成了整个微通道板的电子增益。 在实验中,我们利用空心阴极灯的标准谱线对扫描的激光波长进行了绝对定 标,而 用.标准具对光电离光谱进行了相对定标,以便消除光谱测量过程中的系统误差。同 时,本文对同一波段进行了多次扫描,然后对其进行平均,以减小测量过程中的随机误 差。经过对所有光谱测量的误差分析和估算,同时我们利用高精度的光谱仪对激光的波 长进行了准确的定标。本实验中激光波长的不确定度为士.。 .分步激光激发技术 近年来,随着激光器件和技术的进步,原子高激发态的光谱研究取得了很大的进展。 其中,激光分步激发,共振电离技术】是研究多电子原子高激发态光谱的有效 方法。单 光子吸收和发射光谱技术【’】是早期探测原子低能级位置的常用手段,但是这种方法在 研究原子高激发态时存在着很大缺陷:不能获得与基态宇称相同原子态的相关信息; 由于原子吸收单光子跃迁至高激发原子态的跃迁几率很小,导致高激发原子态上的原 子数目较少,因此测到的高激发原子态光谱信号很弱。而激光分步激发,共振电离技术 克服了上述传统光谱测量的困难,是一种测量原子高激发态光谱的有效方法,本实验采 用了分步激光激发技术。它是一种测量原子高激发态光谱的有效方法,采用此方法人们 可以将原子从基态或任何热布居的低能级沿设定的激发路线激发到任何宇称的高激发 原子态,并且激发截面相对较大,而且它的每一步激发都是单电子共振激发,需要的激 光功率密度很小。本工作则将此技术应用于原子束缚态光谱的研究,因此下面以 原子为例说明分步激光激发技术的原理。 探测原子奇宇称态的激发过程如图.所示。用一台:固体脉冲激光器 泵浦一台染料激光器作为第一束激发光,利用:固体脉冲激光器的三倍频波 长 为作为第二束激发光,使原子进一步激发并实现光电离,从而达到探测处于 激发态的原子的目的。我们必须严格控制两束激光的时序和间隔,使其沿同一直线 依次射入真空室并于其中的原子束正交,以减小展宽效应。二个光子依次将 原子激发,使其由基态.经中间态或者,再进一步激发到电离 态。在实验中,我们采用光电离探测技术,其原理如图.所示。当第二步激光的波长 固定在,扫描第一台激光的波长便可以得到原子从基态到第二章实验装置与方法 或者态跃迁的光谱。光电离过程的产物电子和离子可通过微通道板 探测器的放大并经过积分平均后输入到计算机进行采集和贮存,便于 以后的分析。 图.两步激发和光电离原子的原理图 探测原子偶宇称态的激发过程如图.所示。用一台:固体脉冲激光器 泵浦一台染料激光器作为第一束激发光,分别调节第一束激光的波长,使其由基态 共振跃迁到由电子组态构成的特定的原子状态,利用扫描第二束激 光的波长,使原子进一步激发至待测的偶宇称高激发态。最后在第二步激光的作用 下实现光电离,从而达到探测处于高激发态的原子的目的。 然后我们严格控制两 束激光的时序,使其沿同一直线依次射入真空室并于其中的原子束正交,以减小 二个光子依次将原子激发,再进一步激发到电离态。在实验 展宽效应。 中,我们采用两步激光共振光电离探测技术,其原理如图.所示。当第一步激光的波 长九分别固定在不同的波长时,使原子从特定的初态共振跃迁到特定的态, 然后大范围的扫描第二台激光的波长便可以得到从态跃迁到偶宇称态的光谱。 通过光电离过程的产物电子和离子可通过微通道板探测器的放大并经过 便于以后的分析。第二章实验装积分平均后输入到计算机进行采集和贮存, 置与方法 白, 扫描 图.两步共振激发和光电离原子的原理图 图.和.是探测原子奇宇称和偶宇称态的激发路线示意图。实验中为了能 够按照如图所示的激发路线激发,同时我们必须严格通过改变两柬激光的光程来控制的 它们的脉冲时序,并且使第二束激光比第一束激光滞后进入真空室,然后在光脉冲 .后加上脉冲电场收集离子,并且经常检验所得的信号是否同时依赖于两束激光。 .典型实验光谱与数据处理方法 利用上述实验装置和方法,本工作获得了原子奇宇称和偶宇称态的光谱。下面 举例说明典型的实验光谱的特点及其数据处理分析方法。 图.给出了原子奇宇称态的光谱。该图的横坐标表示第一束扫描激光的波长, 单位为,纵坐标为相对强度,单位为任意单位。从图上我们可以清楚地看到,每条 谱线所对应的波长值和相对强度值,在后面的分析中给予详细的解释。第二章实验装置与方法 粤皂 ? :套 ‘ 要 图. 原子或态的光谱 对于图.所示的实验光谱,是在第二束激光固定在,然后在的 范围内扫描第一束激光波长的条件下获得的光电离光谱。主要展示了原子从偶宇称 的.态到奇宇称的和态的跃迁的波长和相对强度。需要 说明的是,该原子不仅具有多种同位素,而且基态具有复杂的精细结构分裂。所以,在 制备原子束的过程中,热布局将使原子分散在基态的七个子能级上。这种特性将给实验 带来两大困难:不仅使激发几率显著降低也使光谱跃迁的结构异常复杂。在实验过程中, 首先需要控制第一束激光的强度不能太强,确保在挡住第二束激光而单独扫描第一束 激光时,不出现任何电离信号。当用:激光器的倍频光.作为电离光而 扫描第一束激光时,也不会出现电离峰。为了确保所激发的光谱都是按照图.所规定 的激发路线进行,实验中还需要严格控制两个光脉冲的时序和间隔,并且经常确认所 获得的信号的确依赖于每一束激光。第二章实验装置与方法 一璺垂西一釜?鲁一 一 图. 原子偶宇称态的光谱 图.则展示了原子偶宇称态的光谱。对于这样复杂的光谱,我们测到了它们 的能级位置和跃迁谱线的相对强度,并且在解释光谱所包含的信息方面发挥了很大的作 用。它是一种分析实验光谱的强有力的工具,其优点是显而易见的。首先,它可以帮助 人们获得准确的能级数据,其次我们可以清楚地看到每一条谱线的相对强度。 图.是在两步激光共振电离激发下得到的光电离光谱,即原子先吸收一个九光 子从厂【互】态能级为.。共振跃迁到皿】态,而它的能级为 .,再依次吸收两个九光子,第一个九光子使原子共振跃迁至要探测的 高激发态,其能级...鸭,为凡光子能量,劬为 九光子能量,然后第二个九光子作为探测光使原子跃迁到电离限以上,将原 子 光电离成离子/电子对,电子/离子信号被探测器接收并经过积分平均放 大后输入计算机,得到光电离光谱。同时在扫描的过程中我们必须设法排除那些不按照 .所示的两步激发过程所得到的干扰信号,如:通过 , , 允等其 图 它多步激发过程所产生的电离信号。为此,我们采取了如下措施将其排除:如果是两光 子分步激发光电离共振峰,则挡住五激光,电离信号消失;反之,挡住九激光,共振电 离信号不消失,则此峰肯定为九单色多光子电离干扰峰。通过此辨别方法,我们确定出 双色三光子共振电离峰和单光子共振电离峰。 总之,本工作利用分步激光激发技术和适当的激光偏振组合方式测量了大量的 原子奇宇称和偶宇称态的光谱。同时,我们还利用理论方法对所获得的实验数据进行详 细的分析和处理。具体的实验光谱及其数据处理将在后续章节中展开讨论。第三章理论方法 第三章理论方法 .有心力场的近似 众所周知,准确计算原子的光谱是一个涉及非常复杂的多体量子理论问题。因 为它们的多电子原子结构,所以关于其波的构造及其跃迁矩阵元的计算都是一项 极具挑战性的研究课题。从理论上讲,原子波函数的角向部分只依赖于和这个 相反,原子波函数的径向部分因为与主量子数相关,量子数而比较容易确定: 一般来 说,需要知道关于势能函数的具体信息才能用数值方法求解。 所以,若想从理论上解 释实验光谱,径向波函数的行为是决定性的【。因为原子是一个多电子原子,相互 库仑作用力除考虑各个电子与原子核的吸引外,还要考虑每一对电子间的静电斥力。各 个电子与原子核之间的吸引力是库仑中心力,电子之间的排斥力一般情况下却不是,而 且各个电子的运动之间紧密关联,互相影响,无法严格求解,必须用近似方法才能求解 多电子原子的方程。各种近似方法的基本出发点是中心力场近似,即多个电子中各个电 子都独立地在一个中心力场中运动。它有两个假设:一是每个电子在核的中心力场和其 他电子所产生的一个平均力场中运动。将多个电子问题简化为单个电子的问题,每个电 子的运动好像就是独立的了,可以对每一个电子列一个单电子方程,解得 一个单电子的波函数,总的波函数就是各个电子波函数的乘积。二是假设其他电子所产 生的这个平均力场也是一个中心力场。通过这两个假设即中心力场近似下, 当原子序数为时,在具有个电子的方程就大大简化了。在有心力场的近似下, 原子 的电子组态%五?%,??,,,中,原子的哈密顿量选取如下形式原子单位【: . 存一?,等?手?岛云 其中,,:为第个电子的轨道半径:名为第个电子与第.,个电子之间的空间距离:‘和 ?? 岛分别为%‘壳层中第个电子的轨道角动量和自旋角动量。原子的能量为罗., 百。 其中;是单电子的轨道束缚能,它们可以通过自洽场方法进行计算。 .谱线强度的计算 为了对谱线的强度进行理论分析,需要引入谱线强度的表达式‘:第三章理论方法 , 剐嗽 考虑到跃迁的初态和终态能级都是简并的,所以在上式中分别列出了对应于和能级 的磁量子数。和。 由.式可知,若想计算谱线强度,必须已知该原子体系的波 目前 函数。对于这样复杂的原子体系,波函数只能采用近似方法进行数值计算。 比较有效的方法是理论【,是一种关于单电子和多电子原子的统一理论模 型。其主要特点是,能够正确区分原子中最弱约束电子和非最弱约束电子,并根据实验 光谱数据确定该模型势的所有参数。这里作简单的介绍。根据理论,最弱约束 电子的势能函数可表示成 ,::一兰兰二百 .、 。 犯矿 其中是最弱约束电子的轨道角动量量子数,’是有效核电荷数,‘为电子与核的距离, 为电子电荷,巩为电子质量,和是由实验值决定的参数,是有效角量子数’和 角量子数,之差。 按照理论,原子体系中的每个最弱约束电子都是在原子核和其它电子的平均 势 场中独立运动,则整个原子体系的算符日可表示为各级最弱约束电子的 算符之和,即 . ’ ’ 日?耳 』 式中耳满足的单电子方程是 . 苣,矿‘】谚:咖 上 通过求解可以得到最弱约束电子的能级表达式 ’ 可 . 式中是常数,疗是主量子数,‘是最弱约束电子的有效核电荷数,代表着最 弱约束电子与原子实的强相互作用例如轨道贯穿;刀’刀是最弱约束电子的 有效主 量子数,表示最弱约束电子与原子实的较弱相互作用原子实的极化。在量子 亏损理论 中,常用光谱项描述原子能级: . ?‰打‰,,一等 其中‰打为电离阈值。 由上面的知识可知,跃迁的谱线强度可进一步写成第三章理论方法 , 九以冲,舢观 在.式中与角向部分相关的矩阵元可以准确求解,因为波函数可由下式给出: 凰%?;。 . 姚坞 磊。 其中,;.是系数;?和则分别为原子的初 态和激发态的径向波函数,可以通过理论进行求解。一般来说,要将计算结果 与光谱的观测结果相比较才能确定其准确度。由于谱线强度的计算是与两个不同波函数 权重的重迭积分相联系,因而准确度要比计算能量本征值要低得多。 由于本实验只给出了关于谱线的相对强度的信息,所以理论上无需计算绝对的光 谱强度值。为此,可利用谱线强度的定义所导出的相对谱线强度的公式‘来分析。 根 据关于量子数的选择定则,共有三种可能的跃迁,这里只需要列出其中的两种情况: 对应于三一专三的跃迁 有如下的三种可能,其谱线强度分别为: 当,一专.,时 ?’. ,:?? . 当,专,时 ?’. . 、 ,:一????????????????????????????一 当?时 ,一 . . 、 ,:??????????????了????????????一 对应于上专三的跃迁 当寸时 ,:一一 ’ :一?? . 当,专,时 ::一 . 、 :坐坠坠坠关攀业 当/一.厂时 :一一第三章理论方法 . ,:?? . 、 / 关于第三种情况,即三一三的跃迁,其谱线强度可以根据终态和始态之间的对 称性来应用.一.式即可。式中的和是与两个跃迁初、终态之间的跃迁偶极 矩有关的量,其值不会影响谱线的相对强度值。我们将在第四章使用上面介绍的公式对 实验结果进行详细的理论分析。 . ,一 原子高激发态的理论分析 本实验通过测量分析激光两步共振光电离光谱,探测原子偶宇称高激发原子态。 光谱中每条谱线共振峰对应一个原子态待测高激发态,若光谱中某一谱线的强度较 弱,则有可能被噪声淹没,那么通过此光谱就探测不到对应的原子态。光电离光谱谱线 强度 . .。以,。以也口。以尹 。以. 式.中?表示待测高激发态上的原子数密度,为总角动量,表示除总角动量之 外的其它量子数,脚标代表跃迁初态,这里为待测高激发态,代表跃迁终态,这里 为电离态,。以,。以表示原子由待测高激发态。以到电离态』。以的跃迁几率。 对于一个给定的激发路线 彳玉玉玉 激发起始态为彳态,吸收一个凡光子跃迁至态,吸收一个九光子跃迁至态要探测 设激发路线的每的高激发态,再吸收一个厶光子原子被光电离至态电离态,一步都 满足电偶极跃迁选择定则?,?\。 现假设由不同的激发路线探测同一个高激发态,因为电离态为连续态,属于非共 振电离,不同激发路线下由态向电离态的跃迁几率可近似相等,所以在不同激发路线 下获得的光电离光谱中态对应的共振峰的谱峰强度均取决于各自态上的原子数密 度?,而很显然态上的原子数密度正比于布居在基态彳上的原子数密度,同时正比 于每一步激发的原子跃迁几率。在某个激发路线下,若由曰态向态的跃迁几 率很小或 跃迁禁戒,那么在光电离光谱中就不会出现态对应的共振峰,反之由态刀向态的 跃迁几率大,光电离光谱中就会有态对应的共振峰,因此激发路线不同,在同一能域 能检测出的原子态也很可能不相同。第四章原子激发态的光谱 第四章原子激发态的光谱 . 原子奇宇称态的光谱 在本节中,我们先展示本工作所获得的实验结果,再通过上节所述的理论方法对 其进行理论分析。 在实验中,我们采用了光电离探测的方法研究奇宇称的原子的 光谱,即先用一束光将原子激发到许多不同的激发态上,再用第二束光将原子进一步 激发到连续态,通过原子的电离实现探测原子的目的。 在实验中,我们只要确保两束 激光的光子能量之和大于原子的电离能,就有可能把处于任何一个激发态上的原子光 电离。 因此,第一束光的波长可以选择不同的激发态,而第二束激发光的波长只要足 够短,就可以探测到处于任意低的激发态上的原子。需要说明的是,该原子不 仅具有多 种同位素,而且基态具有复杂的精细结构分裂。所以,在制备原子束的过程中,热布局 将使原子分散在基态的七个子能级上。这种特性将给实验带来两大困难:不仅使激发几 率显著降低也使光谱跃迁的结构异常复杂。 在固定第二束激光电离光的波长 而扫 描第一束激光的波长 时,可能有多种过程使原子由基态或其它热布局态将原子电 离。 所以,在本实验中,我们需要采取多种手段,认真辨别和消除一些干扰跃迁的信 号。 我们必须设法排除那些不按照图.所示的两步激发过程所得到的干扰信号,如: 通过 , 旯, 等其它多步激发过程所产生的电离信号【。另外,我 们还必须进一步检验,当用:激光器的倍频光作为电离光而扫描第一 束激光时,也不会出现电离峰。最后,为了确保所激发的光谱都是按照图.所规定的 激发路线进行,实验中还需要严格控制两个光脉冲的时序和间隔,并且经常确认所获 得的信号的确依赖于每一束激光。第四章原子激发态的光谱 一?葛.皂一一篁??图. 原子和,态的光谱 图.则是在波段内扫描第一束激光所得到的光电离光谱。主要展示了 原子从偶宇称的 颐.态到奇宇称的和态的跃迁的波长和 相对强度。 在实验过程中,首先需要控制第一束激光的强度不能太强,确保在挡住第 二束激光而单独扫描第一束激光时,不出现任何电离信号。富 弓垂 :旮 翟星 图. 原子和,态在长波波段内的光谱 ..第四章原子激发态的光谱 图.和图.是本文的部分实验光谱。图.所展示的光谱图采取了与获得图. 相同的实验方法,但是第一束激光的扫描范围覆盖了更宽的波段。 在实验中,我们尽 力确保用于第一步激发的激光能量在上述两个不同波段内具有同样的数值,同时也控 制与测量过程相关的其它设备的技术参数保持恒定。 这样的努力,可以使得不同波段 内的扫描结果在强度方面具有可比性,从而保留了所有跃迁的相对强度方面 的重要信 息。另外,在实验中为了确保最大的光谱分辨率,我们精心控制了激光器的线宽。同 时,在所有光谱扫描过程中我还采用了高分辨的扫描速率。显然,在图.和图.所 示的光谱中,其光谱分辨率基本上由激光线宽主导。 如前所述,由于原子的能级结构的复杂性和热布局的原因,导致许多不按照图 .所示的激发路线所获得的光电离信号,形成了对所观察的信号的干扰。 为了排除这 程之前,注意辨别所获得的光些干扰信号,我们在实验中必须在启动扫描过 电离信号, 以便剔出所有的干扰信号,从而确保所激发的光谱都是按照图.所规定的激发路线进 行。为了说明这一点,我们在.这一波段内展示了单独扫描第一束激光的波长 所获得的光电离光谱,如图.所示。 由于此时没有电离光的存在,所有电离信号都来 自于第一束激光的贡献。所以,图.实际上为原子吸收了三个同样的光子后的电离 光谱【引。 . . 一望.誊讲尝一 枷 图. 原子单色三光子共振电离谱 在实验中,只要我们能把激光能量维持在很低的水平,就不可能发生同时吸收三 个光子的三光子电离的过程。所以,图.所示的这个电离峰都是原子分三步吸收了同 样的光子而发生的电离过程,它们所对应的波长分别是...第四章原子激发态的光谱 和.。由于它们的跃迁机理非常复杂,所以难以准确给出它们的具体跃迁过程。 关于单光子共振电离光谱的研究将在后面的内容中作详细的解释。根据我们的分析,它 们可以通过下面这些过程之一来实现光电离原子:见,, 兄, 九九。需要强调的是,正因为存在着大量的上述干扰过程,在这些跃迁峰处无法再 施加第二束激光对第一步跃迁所激发的原子态进行探测,从而阻止了人们探测该奇宇 称态。 最后,我们对图.所示的激发和电离过程,利用跃迁过程中的角动量和宇称的选 择定则,并考虑跃迁的强度定则等因素,对本实验所测得的比较低的奇宇称 态进行了 光谱分析和标识。由于本实验对于波长定标的准确性,我们可以根据这些跃迁的波长值 对具有和电子组态的所有可能的原子状态进行分析和识别,并与早期的 光谱数据【进行了对比。上述实验资料和分析过程的结果分别列于下面的表中。其中, 我们也展示了这些跃迁峰的相对强度值。通过对强度的归一化,我们按照它们的强弱划 分为强度为..,强度为.?.,和强度为.。表中所列波长的不确定度为 士./。 表. 原子从偶宇称的 即态到奇宇称的%和:态的跃迁的波长和相对 强度以及这些奇宇称激发态的能级位置. 显然,表.中的谱线的跃迁初态都是 。由于原子的跃迁必须符合选择定 则,即丛,/.?,?,?除去/一。所以对于初态:?,它 的跃迁终态的角动量只能是。由于在稀土元素中存在较强的自旋一轨道相互耦合作 用,所以使能级间跃迁的选择定则不很严格。 表. 原子从偶宇称的: 态到奇宇称的和岳态的跃迁的波长和相对强 度以及这些奇宇称激发态的能级位置..第四章原子激发态的光谱 根据谱线强度的定则,在单电子激发的条件下,符合.的跃迁的相对强度比 较大这可以作为判断谱线强弱的依据。另外,可以根据时华。, 。分别为原 仃 子的跃迁的始末能量,耐表示跃迁的频率,是常量,对光谱进行识别,同时 也可以用于验证上述光谱分析的正确性。为了检验所测得的谱线强度是否与 理论计算结 果相符合,我们分别对表.和表.的各条谱线进行了理论计算。 比如:对于表. 中的波长分别为.和.所对应的两条谱线的强度,若令它们分别为 和,则分别对应于公式.和.式的两种情况,代入相应跃迁态的量子数, ,;,,进行计算, ‘:. . 』’ ?? , 斗., 厶:一??: . 、 ‘ 可知,。 所以,可得出,即前者比后者强的结论,此理论结 果与实验结果完全相符。 表. 原子从偶宇称的 态到奇宇称的和态的跃迁的波长和相对 厶一一 强度以及这些奇宇称激发态的能级位置 ..第四章原子激发态的光谱 同理,我们对表.中的谱线也做了类似的检验,显然,表.中的谱线的跃迁初 态都是 。 由于原子的跃迁必须符合选择定则,即丛,缸?, ,?除去。由于在稀土元素中存在较强的自旋一轨道相互耦合作用, 所以使能级间跃迁的选择定则不很严格,比如上表中的跃迁。我们分别 对表.的各条谱线进行了理论计算。 比如:对于表.中的波长分别为.和 .所对应的两条谱线的强度,若令它们分别为和,则分别对应于公式. 和.式的两种情况。代入相应跃迁态的量子数,,;,,进行计 , 算, ?‘’ ,:一?? ,一?’’一 . , ,?????????????????????二?????????