Modern Fizika Labor. Értékelés: A mérés dátuma: A mérés száma és címe: Az optikai pumpálás. A beadás dátuma: A mérést végezte:

Átírás

1 Modern Fizika Labor A mérés dátuma: A mérés száma és címe: 7. Az optikai pumpálás Értékelés: A beadás dátuma: A mérést végezte: Orosz Katalin Tóth Bence

2 Optikai pumpálás segítségével lehetőségünk nyílik több fontos dolog vizsgálatára is. Első sorban fontos eredmény, hogy a vizsgált anyag magspinjei, illetve magmágneses momentumai is meghatározhatók. Ezen kívül alkalmunk nyílik a relaxációs folyamatok vizsgálatára is. A kísérletet Rb atomokkal végeztük el, azaz a kísérleti elrendezésben a fényforrásunk egy rubídiumot tartalmazó kisülési cső. Az optikai pumpálás megvalósításához a cső fényét először interferenciaszűrőn, majd polarizátoron vezetjük át, ahol előbbi a rubídium D 1 vonalának (795nm) kiszűréséhez kell, utóbbi pedig cirkulárisan poláros fény előállításához. Itt fontos megjegyezni, hogy lineárisan poláros fénnyel nem valósítható meg a pumpálás. Az általunk használt A összeállítás esetén a mágneses teret moduláljuk, s a mágneses tér változtatása mellett rögzített frekvenciák esetén keressük a rezonanciát. A mérés során először a relaxációs folyamatokat vizsgáltuk, majd pedig a különböző rezonanciafrekvenciákhoz tartozó értékeket mértük a rubídium mindkét izotópjára, ebből meghatároztuk a B-ν karakterisztikát, a meredekségből pedig g f -et, valamint I-t, azaz a magspint számoltuk. 1. Elméleti eredmények A rubídium 85-ös és 87-es izotópjaira az elméleti képletek alapján számoltuk g j -t, g f -et. A rubídiumra l=0, s=1/2, j=1/2, hiszen alkáli fém, s egy világítóelektronja van a 3s pályán. j(j + 1) + s(s + 1) l(l + 1) g j =1+ =2 2j( j + 1) g Ebben az esetben g f =± j 2I Rb-re g f =±1/3, I=5/2 87 Rb-re g f =±1/2, I=3/2 2

3 2. Relaxációs folyamatok vizsgálata A relaxációs folyamatoknál figyelembe kell venni a termikus relaxációt, amely a pumpálás ellen dolgozik, az erre a folyamatra jellemző időállandót T 1 -gyel jelöltük. A pumpálás hatását kifejező időállandó: T p, s a két folyamat eredőjét pedig τ írja le. Miután megvártuk, hogy a kisülési cső bemelegedjen, Helmholtz-tekercspár segítségével négyszögjel karakterisztikájú mágneses térrel hoztuk létre a pumpálási jelet, amely szigma polarizáció esetén vált maximálissá. A jelünk felfutó részére exponenciálist illesztettünk, s ebből megkaptuk τ értékét. A lefutó él vizsgálata akkor adja meg T 1 -et, ha azt az esetet választjuk, amikor a Föld mágneses tere éppen kioltja az egyik félperiódust, hiszen ekkor van ideje a termikus relaxációnak, mielőtt a σ + állapotból a rendszer polaritás tekintetében átkerülne σ - állapotba. Az első esetben tehát mind a két félperiódusra kaptunk pumpálási jelet. Az oszcilloszkópon kimérve a felfutó él pontjainak koordinátáit: t(ms) U(mV) 0, , , , , , , Ábrázolva és a pontokra az n(1- t τ e ) exponenciális görbét illesztve: U(mV) Innen az időállandó: t(ms) τ=(2,55±0,08)ms, 3

4 A termikus relaxációra jellemző lefutó exponenciális görbe időállandója a második esetben mérhető jól. Az adatok: t(ms) U(mV) 0,4 60 0, , , , ,12 6 t T Ábrázolva és az 1 e görbét illesztve: U(mV) Ahonnan: t(ms) T 1 =(0,39±0,03)ms Az = + képletből Tp, a pumpálásra jellemző időállandó is számolható: τ T1 Tp T p =(-0,46±0,07)ms. Ez nem lehet a helyes eredmény, ennek az oka az lehet, hogy nem küszöböltük ki a hálózati váltakozó feszültség rendszerre gyakorolt hatását, amely módosítja a pumpálási jelet, ezért a relaxációs periódus nem teljesen tükrözi a tényleges hőmérsékleti relaxációt. 4

5 3. Rezonancia átmenetek Az A összeállítás esetén kisebb felbontás valósítható meg. Ekkor a Zeemanfelhasadást okozó állandó mágneses teret moduláljuk, azaz a modulált B 0 +bsin(ωt) térrel dolgozunk rögzített frekvenciákon, és megkeressük azt a B 0 -t, amihez a rögzített frekvencia éppen a rezonancia frekvencia. Ekkor igaz az alábbi egyenlet: hν= E=µ B g f B Ekkor a hν energiát rádiófrekvenciás térrel hozhatjuk létre, amelyhez a másik tekercspárt használjuk. Négy különböző frekvencia esetén megvizsgáltuk a Zeemanfelhasadást okozó mágneses tér rezonanciához tartozó értékét, majd az eredményekből mind a két izotópra meghatároztuk a B-ν összefüggést. Az adatokra egyenest illesztettünk, s a g j meredekségből a rezonanciafeltétel alapján számoltuk g f -et, a E=µ B B összefüggés 2I + 1 segítségével pedig a magspint is számolni tudtuk. Ez az elmélet szerint kis mágneses terekre, kisebb felbontás esetén érvényes. (Mi most itt tényleg olyan néhány gaussos terekkel dolgoztunk.) A Föld mágneses tere nem elhanyagolható, ezért gondoskodni kell arról, hogy a hatását valahogyan figyelembe vegyük. Ezt úgy tettük meg, hogy ellentétes polarizáció esetén is megkerestük a rezonanciafeltételhez tartozó B-t. A továbbiakaban a két érték számtani közepéből számoltunk. Az egyik, illetve másik polarizációs állapot közötti különbség nagyjából állandó, s számolható belőle a Föld mágneses tere. A mért értékeket, és a számolással kapott adatokat az alábbi táblázat foglalja össze. a 87-es izotópra: B (mt) T(µs) ν(1/µs) 0,1315 1,273 0,7855 0,158 1,065 0,9390 0,2375 0,704 1,4205 0,173 0,956 1,0460 a 87-es izotópra: B (mt) T(µs) ν(1/µs) 0,198 1,273 0,7856 0,238 1,065 0,9390 0,356 0,704 1,4205 0,2605 0,956 1,0460 Innen: B Föld =(0,0135±0,0005)mT 5

6 B értékét a tekercs adataiból, illetve a mért áramerősségekből számoltuk. Az A összeállításnál a mágneses teret létrehozó tekercs adatai: átmérő a belső tekercsre: 17,9 cm, külső tekercsre 19,3 cm, a tekercsek pedig menetesek. Fontos megjegyezni, hogy a modulációból adódó B járulékot úgy küszöböltük ki, hogy a rezonanciát a moduláló szinuszos jel nullátmeneteinél vizsgáltuk. A 87-es izotópra: A 85-ös izotópra: A meredekségek: ν(1/µs) frekvencia (1/mikroszekundum) ν(1/µs) frekvencia (1/mikroszekundum) B (mt) B (mt) B(mT) B(mT) m 1 =(6,804±0,1054) 1/(µs*mT) m 2 =(4,528±0,0647) 1/(µs*mT) A rezonanciafeltételből: ( 87 Rb) ( 85 Rb) g f1 =0,486±0,008 g f2 =0,324±0,002 A magspinek pedig: I 1 =1,56±0,024 I 2 =2,59±0,037 ( 87 Rb) ( 85 Rb) ( 87 Rb) ( 85 Rb) A eredmények közel vannak az elméletileg számolt 3/2 és 5/2 értékekhez. 6