LABORATORIO 3
Questa attività è volta a prendere confidenza e a
studiare il fenomeno del Pompaggio Ottico
1. LA STRUMENTAZIONE
1.1. ACCENSIONE E SPEGNIMENTO
DEL LASER
PANNELLO DI CONTROLLO DEL LASER
M
M
K
K
ON
L
L
OFF
ON
B
OFF
LA TESTA LASER
OFF
CON
D
D
ON
I
OFF
I
DISPLAY
A
A
1.2. PROCEDURA DI ACCENSIONE E
SPEGNIMENTO DEL LASER
PRELIMINARI
1. Accertarsi della posizione dell’interruttore
generale A: A in OFF
2. Accertarsi che l’interruttore di alimentazione del
laser L sia spento: L in OFF
3. Accertarsi che l’interruttore di cortocircuito del
Laser C (sulla testa del Laser) sia in off: C in OFF
4. Accertarsi che la manopola di modulazione del
Laser sia a zero: K a ZERO
5. Accertarsi che la manopola M della corrente di
iniezione del Laser sia a zero: M a ZERO
6. Accertarsi che l’interruttore I di aggancio del
controllo di temperatura sia spento: I in OFF
7. Accertarsi che l’interruttore di inserzione della
modulazione del Laser sia in off: B in OFF.
ACCENSIONE
8. Accendere l’’interruttore generale: A in ON
9. Posizionare il commutatore D della indicazione del
display digitale sulla posizione “corrente di iniezione
del Laser” Ilaser (prima posizione in senso antiorario).
Accertarsi che il display indichi meno di 10 mA:
D su Ilaser
10. Posizionare il commutatore D della indicazione del
display nella posizione Δt: D su Δt. Attendere che
l’indicazione del display sia intorno a 200 (questi sono
mK).
11. Quando questo accade, porre in ON l’interruttore I di
aggancio del controllo della temperatura:
I in ON.
12. Attendere fino a quando l’indicazione del display si
riduce a 1-3 mK. Questo è l’errore sulla temperatura.
13. Accendere l’interruttore di alimentazione del Laser:
L in ON
14. Mettere in ON l’interruttore sulla testa del Laser:
C in ON
15. Posizionare il commutatore D della indicazione del
display nella posizione “Corrente di Iniezione del
Laser”: D su Ilaser
16. Ruotare lentamente la manopola M della corrente di
iniezione e seguire sia l’aumento della corrente sul
display che l’apparizione della riga Laser sul
monitor inferiore (schermo giallo). Fermarsi a 9095 mA. Se, quando la corrente è intorno a 40 mA
non appare la riga gialla sul monitor c’è qualcosa
che non va. Diminuire immediatamente la corrente
nel Laser e attuare la procedura di spegnimento
come segue.
17. Quando la temperatura è stabile, regolare
finemente la corrente di iniezione fino a quando
appare la fluorescenza nella cella visibile sul
monitor verde.
Non toccare nessuna delle regolazioni a vite: nessuna di
quelle non indicate nelle istruzioni di cui sopra.
SPEGNIMENTO
1. Ruotare lentamente all’indietro la manopola M della
regolazione della corrente fino a partarla a zero.
2. Mettere in OFF l’interruttore sulla testa del laser
C in OFF.
3. Mettere in OFF l’interruttore di alimentazione del
Laser: L in OFF
4. Mettere in OFF l’interruttore di aggancio del
controllo della temperatura: I in OFF
5. Ora si può spegnere tutto: A in OFF
LA TESTA DEL LASER
2. LA STRUMENTAZIONE
ELETTRONICA
LOCK-IN 
GENERAT. RF 
GENERAT. DOPPIO IMP. 
FREQUENZIM. 
AMPLIFICAT. MW 
GENERAT. MW 
CONTR. LASER 1 
DISTRIBUZ. SEGN. SWEEP 
GENERAT. LF SWEEP 
CONTR. BOB. HELMOLTZ 
AMPLIFICATORI RF 
ALIMENTATORE BOBINE 
OSCILLOSC.
 ANALOG.
OSCILLOSC.
 DIGITALE
MONITOR
 CELLA
MONITOR
 LASER
 AMPL. SWEEP
GAUSSMETRO 
PRESELETTORE 
ANALIZZATORE
DI SPETTRO

TELECAMERA CELLA
ARIA CALDA
CELLA
FOTORIVELATORI
BOBINE PER
IL CAMPO
LONGITUDINALE
BIAS TEE
USCITA RF
AMPLIFICAT.
POLARIZZAZ. FOTODIODO
FOTODIODO
3. MODELLO VETTORIALE DELL’ATOMO
3.1. L’ATOMO DI BOHR
Es.: L’atomo di idrogeno
- n: numero quantico principale
- Orbite  in m.q.: distribuzione di probabilità
di posizione  Orbitali
Bohr:
3.2. GLI ORBITALI ATOMICI
n=1. Orbitale 1s
Gli orbitali atomici
n=2. Orbitali 2s e 2p
1s
Gli orbitali atomici
n=3. Orbitali 3s e 3p e 3d
3.3. I NUMERI QUANTICI
I numeri quantici importanti sono:
n = 1, 2, 3, …. = numero quantico principale
l = 0, 1, 2, 3, ….. ,(n-1) = numero quantico orbitale
j = L-S, L-S+1,…,L+S = numero quantico di momento
angolare totale, con S spin
dell’elettrone.
Notazione spettroscopica.
Esempio.
Il livello fondamentale del
5S1/2
85Rb
è:
-> 5 è il numero quantico principale.
-> S indica il valore del numero quantico orbitale l secondo la
denominazione storica seguente:
l=0  S (Sottile)
l=1  P (Principale)
l=2  D (Diffusa)
l=3  F (Fondamentale)
l=4  G (non ha nome)
l=5  H (non ha nome)
Ecc.
-> 1/2 è il valore del momento angolare totale J
Si può quindi conoscere lo spin S = J-l = 1/2
Formazione dei doppietti, dovuta ai due possibili valori dello
spin S che introducono differenti valori del momento angolare
totale J nella cosiddetta “interazione spin-orbita” (v. nel
seguito).
Splitting = 2B
3.4. PROPRIETÀ MAGNETICHE DEGLI ATOMI
Un elettrone che “ruota su un’orbita” , con momento angolare L,
equivale a una corrente I in una spira. Quindi dà origine a un campo
magnetico e a un momento di dipolo magnetico L perpendicolari al
piano della spira.
L = mvr:
L
--r--


L
e
v
mom. angolare orbitale
I = e v = e/2 = ev/2r
L = I· = ev/2r x r2 = evr/2:
mom. di dipolo magnetico
Da queste, dato che poiché e < 0, L ha verso
opposto a L, si ha:
L = -(g e/2m) · L
Qui si è introdotto il fattore g = 1 , detto “Fattore
giromagnetico orbitale”, in analogia ad altri casi della
fisica atomica.
Il momento angolare orbitale L (momento
meccanico) è quantizzato. Il valore del modulo di L è
dato da: L = l(l+1)· ħ (ShrÖdinger) secondo la seguente
tabella:
3.5. IL NUMERO QUANTICO MAGNETICO
Abbiamo visto che in meccanica quantistica un elettrone legato a
un nucleo ha un momento magnetico, proporzionale a quello
angolare
L = -(ge/2m) · L 
L = -(ge/2m) l(l+1)
Anche la componente z di L (Lz) è  LZ . Infatti, vale
Lz = - (ge/2m) Lz = -g (e/2m) ml = - ml B (g = 1)
Se l’atomo si trova immerso in un campo B esterno uniforme, sul
dipolo magnetico agisce solo un momento torcente e non una
forza. All’atomo è associata una energia potenziale magnetica:
U = - orb· Best = +(ge/2m) L·Best
Se si prende l’asse z lungo Best si ha:
Uml = - orb,z Best = +ml(e/2m) Best =+ml B Best
Pertanto ml si chiama numero quantico magnetico
Il numero quantico magnetico ml è connesso con le posizioni
quantizzate del momento angolare orbitale L.
Esempio per L=2
L = ħ l(l+1) = 2(2+1) = ħ6
ml = -l, (-l+1),…, 0, 1,…, l
ml in unità
di ħ 
Lz = L cos,

Esempio per l = 2.
(-2 ħ < ml < +2 ħ)
cos = ml/l(l+1)
Precessione di L attorno all’asse
di quantizzaziopne. L non è mai
allineato con l’asse z, questo perché
ml è sempre minore di l(l+1).
Questa è una conseguenza del principio di indeterminazione per il
momento angolare che implica che
non è possibile conoscere contemporaneamente due componenti di L.
Quindi se l’atomo è immerso in un campo magnetico esterno i (2l+1)
livelli degeneri corrispondenti allo stesso l ma diverso ml acquistano
energie diverse (viene rimossa la degenerazione).
Questo fatto spiega l’effetto che è stato scoperto da Pieter Zeeman
nel 1896 (molto prima della M.Q.): le righe emesse da un atomo
eccitato sottoposto a un campo magnetico si separano in più
componenti (con diversa polarizzazione) : splitting Zeeman
Splitting dei livelli
energetici nell’effetto
Zeeman “normale” per
i
(2l+1)
livelli
di
”singoletto” (S = 0),
l=1 e 2. Di 15 possibili
transizioni
se
ne
vedono solo 9 perché
ml = 0, ±1 e 6 sono
degeneri in energia a 3
a 3.
B=0
B>0
3.6. LA PRECESSIONE DI LARMOR
Quando un momento magnetico  è in un campo magnetico B su di
esso si esercita un momento torcente che può essere espresso
nella forma di un prodotto vettoriale:
 =  x B
Per un momento magnetico statico, o per un anello di corrente
classico questo momento torcente tende ad allineare il momento
magnetico con il campo magnetico B in modo da porsi nella
configurazione di energia minima. Ma se il momento magnetico
deriva dal moto di un elettrone attorno al nucleo, esso è proporzionale al momento magnetico dell’elettrone. Il momento torcente
produrrà una variazione del momento angolare L perpendicolare
ad L, e il momento magnetico avrà un moto di precessione attorno
alla direzione z del campo magnetico. Questa è la precessione di
Larmor. Se chiamiamo  l’angolo di precessione, possiamo
descrivere l’effetto del momento torcente come segue (vedi
figura alla pagina seguente):
Larmor.gif
= L/t= L sin /t =  B sin = (e/2me) LB sin
La velocità angolare di precessione (frequenza di Larmor) si deduce
dalle espressioni precedenti:
larmor = d/dt = (e/2me) B
Questa frequenza angolare è associata con gli “spin flip”, o
transizioni degli spin che implicano un cambiamento di energia di
2B per ogni unità ħ.
Alla pagina seguente un esempio per un elettrone libero in un campo
magnetico di 0,1 mT= 1 Gauss .
larmor= 2eB/ħ= [2·2·1/2(5.79 10-5 eV/T) ·10-4 T]/(6,58·10-16 eV·s) =
= 1,7608·107 s-1, da cui:
fElarmor = larmor/2 = 2,8 MHz
In un campo di 1 T si ha:
fEelarmor = 28,05 GHz
Un identico calcolo per lo spin di un protone (p = 2,79 ·3,15 ·10-8 eV)
in un campo di 1 T fornisce il valore:
fPlarmor = 42,57 MHz
3.7. IL MOMENTO ANGOLARE DI SPIN
In aggiunta al momento angolare orbitale L gli elettroni
possiedono un momento angolare intrinseco di spin S, di
modulo s =  ½ (1 + ½) · ħ, caratterizzato dal numero
quantico s = ½, e un corrispondente momento magnetico
intrinseco di spin:
s = - (g e/2me) · S, (formalmente simile a quella
del momento di dipolo magnetico)
dove g è il rapporto giromagnetico dell’elettrone e vale
g = 2,00232.
I due valori possibili dello spin:
s= ½ “spin su”
s = – ½ “spin giù”
I due stati di spin, “su" e “giù“, permettono di avere
due elettroni per ogni insieme degli altri numeri
quantici n, l, ml.
Se si introduce il magnetone di Bohr:
B = e ħ /2me = 9,2740·10-24 J/T = 5,7883·10-5 eV/T
la componente lungo z del momento magnetico
intrinseco dell’elettrone, che è quella che si misura, si
può scrivere (ora g = 2):
z = ± ½ g B
3.8. STATI, TERMINI, MICROSTATI ATOMICI
Il momento angolare orbitale totale L (vettore) è la
somma vettoriale dei singoli momenti orbitali degli
elettroni:
L = l1 + l2 +.....
Il modulo è legato al numero quantico di momento
angolare orbitale totale L:
modulo di L =  [L(L + 1)] · ħ
Lo spin totale S (vettore) di un atomo è la somma
vettoriale dei momenti angolari di spin dei singoli
elettroni:
S = s1 + s2 +....
Il modulo è legato al numero quantico di spin totale S:
modulo di S = S(S + 1)· ħ
Questi numeri quantici collettivi definiscono degli stati
possibili di energia diversa degli atomi multielettronici,
detti termini atomici.
Un atomo può avere parecchi stati di momento angolare
totale diversi, a ciascuno dei quali corrisponde una
distribuzione degli elettroni differente; questi modi diversi
per una certa configurazione si dicono microstati.
3.9. ACCOPPIAMENTO SPIN – ORBITA
I due momenti magnetici (orbitale e di spin) sono disaccoppiati?
Ricordiamo che l’elettrone che ruota attorno al nucleo crea un campo
magnetico (Teorema di Ampere).
Ma nel sistema di riferimento dell’elettrone è come se il nucleo (carica
+Ze) gli ruotasse attorno in senso opposto. Quindi l’elettrone sente
l’effetto di un campo magnetico Bn = 0/2r I = 0/2r Zev/2r =
0Zev/4r2.
Si dimostra che Bn  + L
Possiamo, allora, esprimere l’energia di interazione tra il momento
magnetico di spin s e il campo magnetico “del nucleo” Bn che sarà
Uso = - s· Bn  + S• L  Ls cos 
prodotto scalare tra il Momento angolare di Spin e quello Orbitale
S può essere circa parallelo a L (</2) o circa antiparallelo (>/2) e
questo cambia l’energia dello stato. Uso minore per S antiparall. ad L !
Un calcolo approssimativo dell’intensità del campo magnetico
sentito dall’elettrone nell’atomo di Idrogeno dà B = 0.5 T = 5,000
Gauss, un campo molto intenso. Mentre la corrispondente
separazione in energia dei due sottolivelli 1s è di circa 10-4 eV.
Quindi l’accoppiamento spin-orbita (L.S) prevale fino a campi
magnetici esterni dell’ordine di 1 T.
Si parla, quindi, di accoppiamento tra L e S (Accoppiamento SpinOrbita)
Conviene, allora, introdurre il Momento angolare totale J dello
stato, che vale
J = L + S
somma vettoriale! Quindi, J dipende dall’orientazione reciproca
N.B. il momento magnetico totale dell’atomo è
tot = orb+ s = -e/2m (L + 2S)
quindi tot non sta sulla stessa retta di J
Se il campo magnetico esterno B non è troppo intenso l’energia
magnetica è data da
U = - tot· B
cioè l’atomo reagisce come un sistema unico.
Se B è molto intenso orb e s reagiscono in maniera indipendente.
Tornando al vettore J = L+S, si può vedere che né L né S si
conservano separatamente ma J sì.
Allora anche Lz e Sz non hanno più valori ben definiti, mentre Jz
sì, ma vale ancora Jz = Lz+Sz
(Lz e Sz possono variare istante per istante, ma la loro somma no!)
Si trova che gli autovalori di J sono: J =  j(j+1) ħ con j = l ± s
(j= 0, ½ , 1, 3/2, 2,...)
(Questo risultato è di carattere generale, anche per S  3/4 ħ,
come nei sistemi a più elettroni.)
Inoltre Jz = mjħ
(mj = -j, -j+1,...j-1, j)
quindi gli mj sono 2j +1
Se J = L+S allora J2 = L2 + S2 + 2L·S (L·S = L S cos())
Per un singolo elettrone atomico
j = l +½ (L parall. S), l -½ (L antiparall. S) (j>0, se l = 0, solo j = ½ )
Esempio
l = 0, j = ½ , mj =- ½ , ½ (mj sono 2j +1, 2 stati, stessa energia)
l = 1 , j = ½ , mj = - ½ , ½ (2 stati)
l =1,j=
3/2,
mj = -3/2, - ½ , ½ , 3/2 (4 stati)
Se non si tiene conto dell’interazione spin-orbita, con l = 1, ml = -1, 0,
1 (due stati di spin per ml , tot. 6 stati)
Passando a j e mj il numero di stati non cambia ma vengono
ridistribuiti in energia, dato che l’energia dipende dall’accoppiamento.
Si dimostra, quindi, che l’energia di uno stato, tenendo conto
dell’accoppiamento spin-orbita, dipende non solo da n e l ma anche da
j. Quindi gli stati con stesso n e l ma diverso j non sono più
degeneri ma hanno energie leggermente diverse.
L’introduzione dell’interazione spin-orbita separa gli stati di dato l
in due componenti, ognuna con un numero diverso di stati, con la
stessa energia, ma in numero di 2j+1 (molteplicità). Pertanto
essendo diversi i numeri di livelli coinvolti, le transizioni che
coinvolgono le due componenti avranno intensità diverse.
Molteplicità:
I(3/2)/I(1/2) = (2x3/2 +1)/(2x1/2 +1) = 4/2 = 2
I(5/2)/I(3/2) = 6/4= 1.5
I(7/2)/I(5/2) = 8/6= 1.33
Si trova, come regola generale, che nelle transizioni elettroniche
che comportano emissione di un’onda e.m., oltre alla regola di
selezione trovata (empiricamente) da Sommerfeld
n = l =  1 (prima)
vale anche:
j= 0,  1
(poi)
Esempio.
La nota riga rossa  dell’Idrogeno secondo
la teoria di Bohr è una riga singola (3 2).
Lo stesso se si risolve l’equazione di
Schrödinger. Secondo Bohr la 
corrispondente è di 656.11 nm,
considerando il nucleo fisso. Usando la
massa ridotta si trova 656.47 nm per
l’idrogeno e 656.29 nm per il deuterio. La
differenza tra le due righe è di circa
0.2nm. In realtà ognuna delle due righe è
divisa in altre due righe separate di 0.016
nm (0.0025%) corrispondente ad una
differenza di energia di 45 eV, per
effetto dell’accoppiamento S.O. Ciò
corrisponde, a sua volta, ad un campo
magnetico sentito dall’elettrone di circa
0.4 T.

3.10. SPIN NUCLEARE E STRUTTURA IPERFINE
La struttura iperfine deriva dall’esistenza di uno spin
e di un momento magnetico del nucleo.
Il momento angolare meccanico nucleare I (vettore)
ha modulo:
I= I(1 + I)· ħ (I numero quantico)
Il numero quantico I può essere intero o semintero.
Si conoscono nuclei con I compreso fra 0 e 15/2.
Il valore del magnetone nucleare è (1/1836) B, con
B = (e/2me)· ħ = 9,27400949(80) × 10-24 J·T-1
Precessione di L attorno a J
Precessione di J attorno ad F
3.11. LIVELLI IPERFINI
L’interazione fra lo spin del nucleo I e il momento
angolare orbitale J provoca uno splitting del livello
fondamentale e dei livelli eccitati ciascuno in due livelli
detti livelli iperfini.
La somma dei vettori J e I genera un nuovo vettore F
F = J + I
Il suo modulo può assumere uno qualunque fra i valori:
F = J+ I, J+ I-1, J+ I-2, …, J-I
Lo spin nucleare del 85Rb è I=5/2. Poiché per il 85Rb è J=±1/2,
i due livelli iperfini sono caratterizzati dai numeri F=2 e F=3.
La regola di selezione per F è: F = 0, ± 1
3.12. SPLITTING MAGNETICO O ZEEMAN
Quando un atomo è in un campo magnetico, i livelli iperfini
F si splittano. Questo è lo splitting Zeeman o magnetico
Scoperto da Pieter Zeeman nel 1896. Le righe emesse
da un atomo eccitato sottoposto a un campo magnetico si
separano in più componenti (con diversa polarizzazione).
Le componenti di F in campo magnetico nella direzione del
campo si indicano con mf. Esse sono in numero di 2F +1 e
vanno da mf = +F a mf = -F.
In un campo magnetico di direzione z anche il vettore F
precede attorno a z.
SOTTOLIVELLI ZEEMAN NEL CASO F = 2
z
4. IL POMPAGGIO OTTICO
4.1. MOMENTO ANGOLARE DEL FOTONE
Se un fascio di luce che si propaga nella direzione positiva
dell’asse z è polarizzato circolarmente sinistro (+), ciascun
fotone avrà un momento angolare positivo + ħ lungo l’asse z. Se il
fascio contiene N fotoni per unità di volume, la densità di energia
del fascio, , sarà  = N ħ , dove  è la frequenza angolare della
radiazione, e l’unità di volume avrà un momento angolare Lz = n ħ.
Il rapporto / = N ħ è indipendente dalla frequenza ed è uguale
in grandezza al momento angolare Lz. In modo simile per un fascio
polarizzato circolarmente destro (-) è / = - Lz (un’onda
polarizzata linearmente non trasporta alcun momento angolare).
4.2. LO SPETTRO IPERFINE DEL
85Rb
La transizione F = 3 è più intensa perché avendo minore
energia la sua popolazione è maggiore.
4.3.FLUORESCENZA SULLA TRACCIA
DEL FASCIO LASER
Riga D1 del 85Rb, livello iperfine F=3, polarizzaz. circolare
4.4. DISPOSIZIONE SPERIMENTALE
PER IL POMPAGGIO OTTICO ZEEMAN,
O ALLA KASTLER
4.5. MECCANISMO DEL POMPAGGIO OTTICO
Regola di selez. per mf con luce polarizzata circolarmente:
-Verso un livello eccitato mf=+1 (il fotone trasporta un
momento angolare di una unità di ħ)
-Da un livello eccitato al livello fondamentale: mf = ±1
Esempio per due
elettroni che
partono da due
sottolivelli diversi
del livello fondamentale
•
Luce +
A 795 nm

•
• •
•
4.6. IMPORTANTE: EFFETTO
DEL POMPAGGIO OTTICO
Conseguenza dell’accumulo di atomi sul livello
Zeeman mf = 3 (nel caso del 85Rb irradiato con luce
risonante con il livello iperfine F = 3) è il fatto
importante che tutti gli spin degli elettroni ottici
degli atomi si allineano con la direzione z del campo
magnetico, e questo pur continuando F a precedere
attorno a z.
Il vapore di Rb si magnetizza macroscopicamente.
Questo dà luogo ad altri fenomeni interessanti, come
per esempio l’effetto Faraday, che in casi particolari
può diventare enorme.
4.7. ANCORA L’ESPERIMENTO
BOBINE DI HELMOLTZ
Il campo al centro delle bobine di Helmoltz è:
B = (4/5)3/2 µ0 n i/R ,
dove i è l’intensità della corrente (che le percorre
ambedue nello stesso senso), n il numero di spire, R il
raggio e sono disposte a distanza R. Il campo sull’asse x
delle bobine è sensibilmente costante nell’intervallo fra
–R/2 e +R/2 dal centro del sistema.
PICCO DI DEPOMPAGGIO
Fluorescenza massima

Campo magn. 
Fluorescenza minima
vapore pompato

4.8. POMPAGGIO IPERFINE
In condizioni di equilibrio termico i livelli iperfini
sono approssimativamente ugualmente popolati.
È possibile alterare questo equilibrio per mezzo di una
eccitazione ottica di uno dei due livelli iperfini in
assenza di campo magnetico e con luce polarizzata
linearmente. Le regole di selezione per F determinano
il fatto che, con una eccitazione ottica risonante
per esempio con il livello F = 2, avverranno decadimenti
sia sul livello F = 2 che sul livello F = 3. Ma gli atomi
che sono decaduti su F = 3 non interagiscono più con
la radiazione. Il livello F = 3 si popola a spese del
livello F = 2. Il sistema diviene meno fluorescente.
POMPAGGIO IPERFINE
La fluorescenza diminuisce
Livello Pompato
 LASER
È possibile sopprimere il pompaggio iperfine e ristabilire
l’uguaglianza delle popolazioni fra i livelli iperfini
eccitando simultaneamente i due livelli. Questo può
essere ottenuto per esempio modulando il Laser a 3 GHz
(frequenza dello splitting iperfine) in modo da eccitare
il livello pompato con una delle due bande laterali che si
creano con la modulazione. Se si spazza la frequenza
di modulazione del Laser, ogni volta che questa passa
sul valore di 3036 MHz si ha l’effetto visibile di un
enorme aumento della fluorescenza della cella. Il segnale
di depompaggio è un picco di fluorescenza simile al picco
di depompaggio Kastler visto in precedenza.
4.9. APPLICAZIONE: OROLOGI ATOMICI
CELLA CON 87Rb IN CAMPO MAGNETICO NULLO,
POMPAGGIO IPERFINE.
SE SI IRRADIA CON FOTONI A R.F. , QUANDO LA
FREQUENZA E’ ESATTAMENTE 6076 MHz (PARI
ALLO SPLITTING IPERFINE DEL 87Rb ), SI HA UN PICCO
NEL SEGNALE DI FLUORESCENZA E UN MINIMO
NELLA LUCE TRASMESSA
QUESTO SEGNALE SERVE PER AGGANCIARE IL
GENERATORE DI R.F. ALLA PROPRIETÀ ATOMICA: LO
SPLITTING IPERFINE.
PRECISIONE OTTENIBILE: 1 x 10-13
STANDARD DI FREQUENZA ATOMICO AL Rb
L
C
L: Lampada; C: Cavità a microonde che contiene la cella
Applicazione fondamentale in fisica atomica. Il
pompaggio iperfine è un metodo molto efficace per
la determinazione precisa dello splitting iperfine del
livello fondamentale degli atomi.
5. ATTIVITÀ POSSIBILI
1. Regolare tutti i parametri dell’esperimento
per ottenere un picco di depompaggio Kastler
che sia il più ampio e il più stretto possibile
2. Valutare il valore del campo magnetico terrestre
3. Realizzare il pompaggio iperfine
4. Cosa succede se si inserisce la modulazione a
3 GHz del Laser? Questo è importante perché
questo fenomeno è alla base del funzionamento
degli orologi atomici. Studiare il fenomeno
al variare della frequenza.
5. Determinare la carica specifica e/m dell’elettrone
FINE