Rb原子激发态碰撞能量转移

Rb原子激发态碰撞能量转移 88 l卷第期1998荦月劲物理学报Vol47,?8.Augu1998 詹明生 (中国科学院武汉物理与数学研究所写_丹子物理国家重点实验室.武汉430071) (1997年l1月17日收到;1998年2月16日收到修改稿) 报道了用连续单模激光激发Rb原子至特定的激发志.从而观察激发态间的碰撞形成更 高Rb原子激发志的实验结果实验观察到Rb原子激发态的自发辐射与高激发态的碰撞形 成通道之间的明显竞争,测得了高激发态的形成概率与激发光功率,原子蒸气温度及激光戋 谐的关系,所提出的碰撞能量转移机理较好地解释了实验结果. PACC13450H 1引言 含激发态原子碰撞过程的研究,是提供原子结构和原子之间相互作用信息的重要来 源,对于原子分子物理和化学反应过程的理解有重要的意义,另一方面,激发态碱金属原 子的碰撞是产生短波长辐射的有效手段因此,很早就受到人们的重视.在碰撞机理研究 方面,Allegrini等于70年代就对碱金属Na原子激发态碰撞过程进行了定性研究,后来 人们对其它碱金属原子的激发态碰撞过程也进行了深入的研究I2--4],得到了激发态碱金 属原子与基态原子及与缓释气体原子间的碰撞截面但对于激发态与激发态之间的碰撞 机理却注意不够,本文则报道两Rb原子激发态之间碰撞形成更高Rb原子激发态的碰撞 能量转移过程,讨论和解释了其中的物理机制. 2实验 用连续氩离子激光抽运的钛宝石激光器(美国CoherentCR-899—29,线宽小于0.5 MHz)调谐在Rb原子D2线(780.0vim),激发Rb蒸气样品.样品的温度通过加热线圈控 再由光电倍增管(PM图4可见,P(E)不随激光功率明 制.后向荧光信号经光纤束传到单色仪, 显变化另外.实验也发现在本实验温度范围内,P(E) 随温度的变化也不明显.明碰撞已使Rb蒸气达到图4所示的平衡分布 当激光波长在5,2—5s共振峰附近25GHz的范围内扫描.同时固定被测荧光波 长时.得到荧光信号强度随激光频率的变化如图5所示.当激光波长从78O.04nm扫 能垣,()() 图4不同激光功率条件下的布居分布曲线n(?), 曲线b(?),曲线c(?),曲线d(v)分别是澈光功率 为480,230,1?和70mW的情况 一… V 7800478003780.02780017B000不999 _盘光波长l/nm 图5荧光信号强度随激光频率的变化 描至779.99nm,覆盖STRb,Rb两同位素精细结构跃迁时,荧光信号的强度发生有规律 的变化.对于52P3/2—5S1(780.0nm)跃迁的荧光信号而言,其线型总体上是一个大的 包络,这是由于共振激发使得52Pm能级上的粒子数增多所致;包络由四个小峰组成,分 别对应Rb精细结构跃迁5,2—5S1mF=3(780.016nm)和52P一5SlF=2 (780.Ol1am)以及Rb精细结构跃迁5P|/2—5ZSl,2,F:2(780.018nm)和52P3/2— 5ZSI,2,F=1(780.006nrn)的位置.其它的非共振跃迁荧光信号,如62Pl/2—5S1,2(421.6 nm)和Cs:62P3/2—6S1,2(852.1nrn),其线型总体上与5P3/2—5sl,2跃迁荧光信号的位 相相反,是由几个凹陷组成的包络.凹陷分别对应于Rb和Rb精细结构跃迁峰值的位 置.该图清楚表明高激发态的形成与Rb52过程的贡献n相应 表1两十第一擞发态(52P)原子的电子能级与i能级的平均能量之羞 lRbC 能级I6Zp5D7s6D8s772P8S72D ?,/??1829—69—67830553414464837791316429 的能级图如图6所示.其中l1)态为Rb的基态52S态,l2)表示Rb的第一共振激发态 5P垅和52pm.该体系的速率方程可表示为 警=2一(_41I+扎)(4a) 害=w(一2)一A2.一?K+?Az,.(4b) +”2+?”=“,(4c) 其中碰撞转移率K可表示为】 K,=.u,2月,(5) 即 圈6简化后的肤迁能级图 . B为碰撞伙伴的密度,此处日即为”2;为两个第一激 发态(5P)原子之问碰撞转移到l)能级的碰撞转移截面;u 为原子平均热运动速度(u=甄于7);表示单位时间 内激光抽运原子的快慢程度;-,”2,分别代表l1),l2), li)能级上的粒子数密度;为热平衡条件下Rb原子总的 t)粒子数密度,它可由对应温度的饱和蒸气压得到稳态时, 由(4a)式得 K2=(Al+A.2).,(6) 8期王谨等:Rb原子激发态碰撞能量转移1269 = (T)i/(A1+A,2),(7) 固此有 f=:u(T)/(clA;1).(8) 图3正好符合这一依赖关系,证明上述模型是正确的. 另一方面,在考虑共振激发动力学时,我们假定高激发态能级的粒子数密度远小于 I1),I2)能级,即?《nl,,所以近似地有 1+2=.(9) 此时,体系被近似为由I1),I2)组成的二能级体系,其上态稳态粒子数密度为 z=,(10) 而w比倒于激光功率P.,即 ?=DP[,(11) 因此有 =+,(12) 其中=2(CnA2t)-.,.9=(CDn)为温度的函数.该结果说明?与P成线性关系, 与图1所示实验结果一致,表明二能级近似是正确的.同时从该图得到 d=4.72×l0一.口:6.52×10一. 又A2t=1127.5rls,由此得 Cn=1.17xl0—s.D=1.31×l04$-1 由(8)和(12)式知,T一定时,f/与P?成线性关系,这与图2中的实验曲线相 符. 另由(1),(5)式得 K=I/l2t巧?(13) 或 田=.…14)田—i-?【, 不同功率条件下由实验测得的f”fz得到的碰撞转移率K6‰,Ks见表2,可见碰 撞转移速率K与fz一样随激发光功率增大而增大,却为一个与激光功率无关的常量. 温度一定时,由Rb蒸气饱和气压下算出的粒子数密度和速度u,可得到激发态原子碰 撞转移到i能级的碰撞截面. 表2碰撞转穆辜与激光功率的关系(T=533K) 物理学报47卷 Rb(5Zp)原子与基态原子碰撞,能量转移到Rb(5P1/2)原子的碰撞转移率很大,我 们单独加以分析.这是上述分析过程的待例.将5P3/2看成能级2),52P1/2看成能级I3), 如图7所示 此时,碰撞过程可表示为 Rb(52P3/z)+Rb(52S)Rb(52S)+Rb(52P1/2)+AE,(15a) Rb(5Pl,2)Rb(5s)+h31.(15b) 三能级体系的速率方程为 鲁=K—A3,(16a) — dn — 2 = (7/l一2)一(„+K3)2,(16b)dtA2t——二一2J—L+3J2, l+2+3=(16c) 方程组(16)与方程组(4)的不同在于,(16)式中3不能忽略,K3中的B为1.由 (1),(16a)式推得 K3=i3A21E.(17) 由此式及实验数据,得到碰撞转移率K3(即Rb(5Pm)原子与基态原子碰撞后,能量 转移到Rb(5Pl,2)原子的碰撞转移率)如表2中K5zP_l, 行所示. 最后,对图5的现象可作如下解释:处于基态的Rb 原子被激光抽运到第一激发态,一部分原子通过自发辐 射回到基态,另一部分原子互相之间发生碰撞后导致能 量向高激发态转移.前一过程产生780,795nm的荧光, 后一过程则产生其它波长的荧光.当激光频率变化时, 参与上述两过程的原子比例也发生变化.激光频率调谐 本工作得到了黄青,梆晓军,赵宏太及刘堂昆同志的帮助,特此感谢 1]MAllegrinlel.OptCommulz..19(1976).96 [2]C.Vadla.SKnezovieandM.Movre.,Phys.B2S(1992),1337 [3]CVadLa.MMovreandV.Horatio,JPhys.B27(1994).4611 【4]YiPhysicsand3dathematlcs.Acad~miaSinica.Wulmn430071) (LaserSpectroscopyLaboratory.Anhuih”“ofOpticsandFineM~dutnics? AcademiaSinica,Heir”230031) ZHANMING-SHENG fStateKeyLabomtor3ofMagneliek…?andAtomicandMolecatarPhysics? Wah?lnstit”teofPhysiaspecificstatebyaCWsinglemode laserAn.bvi.L1scompetitionhasbeenobservedbetweenthechanneloftransitiontotheground statebyspontaneousemission.andthattohigherexitedstatesbycollisionsoftwoexcitedatoms. Formationratesofthehhexcitedstateswithdifferentlaserpower,atomicvaportemperatureand laserdetuninghavebeenmeasured.Aproposedmech&x~isiTtwellexplainedtheexperimentalresult. PACC:3450H ProjectsupportedbytheNationalNaturalScienceFoundationofChinaundertheGrantNo19774069