Вы здесь

Резонансна трифотонна іонізація атома самарію

Автор: 
Плекан Оксана Іванівна
Тип работы: 
Дис. канд. наук
Год: 
2004
Артикул:
0404U004161
99 грн
(320 руб)
Добавить в корзину

Содержимое

РОЗДІЛ 2
АПАРАТУРА ТА МЕТОДИКА ЕКСПЕРИМЕНТУ
Постановка експерименту з багатофотонної іонізації – експерименту, пов’язаного
з дослідженням нелінійних ефектів при взаємодії атомів з лазерним
випромінюванням, якісно відрізняється від добре відомих методів класичної
лінійної оптики, що використовуються при дослідженні оптичних спектрів атомів.
Ці відмінності пов’язані з малим об’ємом взаємодії, в якому утворюється сильне
поле, малою тривалістю, протягом якої світлове поле діє на атом та великою
напруженістю поля, під дією якої електрон переходить з одного стану в інший.
Нелінійний характер такої взаємодії (див. розд.1.1) ви­суває взаємопов’язані
вимоги до мішені та поля, на відміну від лінійної оптики, де важливо зберігати
незмінним тільки добуток кількості фотонів на кількість атомів мішені.
2.1. Загальна схема постановки експерименту
Загальна постановка експерименту була наступною. Випромінювання імпульсного
перестроюваного барвникового лазера FL­2001 фокусувалося за допомогою лінзи з
фокусною відстанню 16 см у вакуумну камеру, де перетиналося під прямим кутом із
пучком атомів самарію (див. рис. 2.1). Іони, що утворювалися в області
взаємодії атомного й лазерного пучків, ви­тягувалися постійним електричним
полем (~100 В/см) за допомогою іонно-оптичної системи, розділялися за масою та
зарядом у часопролітному мас-спектрометрі і детектувалися мікроканальним
детектором типу ВЭУ-7.
Використання методу лазерного та атомного пучків, що перетинаються під прямим
кутом, дозволяло мінімізувати доплерівське розширення лінії поглинання ГД, яке
в цьому випадку було зумовлене тільки розбіжністю атомного пучка j [14]:
Рис.2.1. Схема експериментальної установки: ЧМС – часопролітний
мас-спектрометр, ПГ – поляризатор, Ф1,Ф2 – фотодіоди, Л – фокусуюча лінза, МКП
– мікроканальний детектор, ЦФ – циліндр Фарадея, ПК – комп’ютер.
, (2.1)
де w0 – частота переходу, – швидкість атомів в пучку, с – швидкість світла, J –
кут між вектором швидкості і лазерним пучком (J = 90о–j), Т – температура, m –
атомна маса.
В нашому експерименті розбіжність пучка атомів самарію складала j ~ 8о (J
 = 82о). Підставивши відповідні значення (w0 = 18450 см-1, Т = 923°К, m = 150)
у формулу (2.1), одержимо величину ГД  » 3.3ґ10-3 см-1, що на два порядки менше
за ширину лінії лазерного випромінювання (Dw » 0.2 см-1).
Зазначимо, що у випадку ідеального атомного пучка, зі строго паралельними
векторами швидкостей всіх атомів (j  = 0), розширення обумовлене тільки
квадратичним ефектом Доплера:
, (2.2)
яке при швидкості атомів самарію в пучку  » 0.4ґ105 см с-1 (Т = 923 °К) і
частоті w0 = 18450 см-1 складає ~ 10-7 см-1.
Всі вимірювані в ході експерименту сигнали надходили на вхід системи
реєстрації, де відбувалося їх перетворення в цифровий код, який в по­дальшому
зчитувався ЕОМ. Комп’ютер також керував всією експериментальною процедурою:
задавав крок і діапазон зміни частоти лазерного випромінювання; здійснював
абсолютне калібрування частоти випромінювання; змінював, в залежності від
величини іонного сигналу, коефіцієнт підсилення підсилювача; здійснював обробку
та візуалізацію вимірюваних величин у вигляді таблиць і графіків на екрані
монітора тощо.
Лазер
Джерелом випромінювання служив перестроюваний барвниковий лазер FL­2001 (Lambda
Physik) з накачкою другою гармонікою твердотільного Nd:YAG лазера. В якості
активного середовища використовувалися барвники родамін 6G та родамін
незаміщений. Залежності вихідної енергії від частоти лазерного випромінювання
Q(w) для обох барвників приведено на рис. 2.2.
Рис. 2.2. Залежності вихідної енергії лазерного випромінювання від частоти.
1 – родамін 6G, 2 – родамін незаміщений.
Частота повторення імпульсів лазера була 2 Гц, максимальна вихідна енергія
становила 1 мДж, ширина лінії випромінювання – Ј 0.2 см­1, тривалість імпульсу
– ~ 12 нс.
Лазерне випромінювання було лінійно поляризованим. Лінійна поляризація
одержувалася за допомогою призми Глана (ПГ).
Вихідна енергія барвникового лазера в кожному імпульсі вимірювалася фотодіодом
Ф1, на який за допомогою світлоподільного клину відводилася частина
випромінювання. Фотодіод був попередньо прокалібрований за до­помогою
калориметричного вимірювача енергій типу ИКТ-1Н. При калібруванні прилад ИКТ-1Н
розміщувався на вході вакуумної камери перед фокусуючою лінзою (див.
рис. 2.1).
Максимальна інтенсивність лазерного випромінювання I в області взаємодії
становила 7.2ґ108 Вт/см2, що відповідало значенню напруженості світлового поля
e = 7.3ґ105 В/см. При такому значенні e енергетичний спектр атому був практично
незбуреним.
Абсолютне калібрування частоти лазерного випромінювання з точ­ністю не гірше ±
0.2 см­1 здійснювалося за реперним оптогальванічним спектром Cu-Ne лампи з
порожнистим катодом та спектром пропускання інтерферометра Фабрі­Перо, які
вимірювалися одночасно з досліджуваним спектром трифотонної іонізації атома Sm.
Для цього, за допомогою світлоподільних клинів, частина випромінювання лазера
відводилася на лампу та інтерферометр. Спектр пропускання інтерферометра
реєструвався фотодіодом Ф2. Область вільної дисперсії (відстань між сусідніми
максимумами) інтерферометра Фабрі-Перо становила 1 см-1.
Атомне джерело
Пучок атомів самарію одержувався за допомогою ефузійного джерела (рис.2.3), що
являло собою високотемпературну піч із нержавіючої сталі 1, де містився тигель
2 з досліджуваним металом. Нагрів печі здійснювався бі­філярно намотаною
танталовою спіраллю 5, яка була розташована всередині керамічних трубок, що
забезпечувало її електроізоляцію від корпусу печі. Піч, яка кріпилася до фланця
6 за допомогою шпильо