Pompaggio ottico: differenze tra le versioni

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===Inversione di popolazione===

Indicando con <math>E_f</math> l’energia dello stato fondamentale <math>\left | f \right\rangle</math> e <math>E_s</math> quella di uno stato eccitato <math>\left | s \right\rangle</math> (o gruppo di stati con la stessa energia o energia molto simile), se il sistema è illuminato con [[radiazione]] di [[frequenza]] <math>\nu_{s-f}=\frac{E_s-E_f}{h}</math> (dove <math>h</math> è la [[costante di Planck]]) alcuni atomi nello stato fondamentale [[Assorbimento (ottica)|assorbono]] tale radiazione (se la [[Transizione (meccanica quantistica)|transizione]] è ammessa dalle [[Regola di selezione|regole di selezione]]) portandosi nello stato <math>\left | s \right\rangle</math>, quindi la popolazione dello stato <math>\left | s \right\rangle</math> aumenta. Tuttavia, se la transizione è ammessa, lo stato decade emettendo, per [[emissione spontanea]], un [[fotone]] di frequenza <math>\nu_{s-f}</math>. Anche se il campo di radiazione incidente è molto intenso, non è possibile che le transizioni da <math>\left | f \right\rangle</math> a <math>\left | s

\right\rangle</math> superino quelle in verso contrario e si abbia quindi una popolazione nello stato superiore maggiore di quella nello stato fondamentale (cioè che si abbia l'[[inversione di popolazione]]) perché in queste condizioni l'[[emissione stimolata]] provoca un decadimento da <math>\left | s \right\rangle</math> con velocità almeno pari a quella delle transizioni "in salita" da <math>\left | f \right\rangle</math> a <math>\left | s \right\rangle</math>.

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Ad esempio nel [[sodio]] (²³Na), dove lo [[spin]] nucleare è <math>\tfrac{3}{2}</math>, a causa dell’[[Struttura iperfine|interazione iperfine]] lo stato fondamentale 3²S_1/2 è suddiviso in due sottolivelli ([[Autostato|autostati]] del momento angolare totale, elettronico e nucleare, F) con F=1 e F=2, di energia rispettivamente <math>E_1</math> ed <math>E_2</math>. Nel sodio la differenza <math>\frac{E_2-E_1}{h}</math> corrisponde a una frequenza di circa 1,77 GHz. Illuminando il sistema (naturalmente in fase vapore) con la riga D₂ gli atomi vengono portati nello stato eccitato 3²P_3/2 che ha quattro sottolivelli con F=0,1,2,3; se la luce contiene soltanto (o prevalentemente) una delle componenti iperfini, ad esempio fra il livello con F=1 nello stato fondamentale e quello con F=2 in quello eccitato, il successivo decadimento avviene non solo su F=1 ma su entrambi i sottolivelli iperfini dello stato fondamentale, dove quindi il livello con F=1 si svuota a favore del livello con F=2 e pertanto diminuisce l’assorbimento, da parte del sistema, della luce in arrivo .

[[Immagine:Pompaggio_iperfine.png|thumb|verticale|Schema di pompaggio iperfine.]] Si ottiene allora una differenza di popolazione fra questi due sottolivelli che, avendo la stessa [[Parità (fisica)#Parità in meccanica quantistica|parità]], non sono connessi per transizioni di [[dipolo elettrico]]. Applicando un campo a [[radiofrequenza]] alla frequenza <math>\frac{E_2-E_1}{h}</math> questa differenza di popolazione si annulla e il sistema diventa nuovamente assorbente per la luce in arrivo. Si può in tal modo identificare sperimentalmente con notevole precisoneprecisione la differenza <math>E_2-E_1</math> fra i sottolivelli iperfini, precisione che sarebbe impossibile con tecniche tradizionali di spettroscopia ottica a causa della larghezza delle righe<ref>{{Cita pubblicazione

|titolo = Experimental determinations of the hyperfine structure in the alkali atoms

|autore = E. Arimondo

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}}</ref>.

Con quest’ultimo metodo, inoltre, si ottiene una dissimetria spaziale (ad esempio se la popolazione dello stato con m_F=+1 è diversa da quello con m_F=−1) e si ha una [[orientazione]] preferenziale degli atomi del sistema; si possono allora studiare vari meccanismi di diffusione, collisione e scambio di spin<ref>{{Cita pubblicazione

|titolo = Analisi dei metodi ottici per lo studio del rilassamento di spin di un metallo alcalino per urto contro gas estranei

|autore = P. Violino

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== Storia ==

La prima idea di utilizzare il pompaggio ottico per ottenere popolazioni non boltzmanniane fu di [[Alfred Kastler]] nel 1950. Il suo interesse era rivolto alla possibilità di studiare le piccole separazioni fra livelli atomici e molecolari mediante [[irraggiamento]] a radiofrequenza anziché con tecniche di spettroscopia ottica, e per questo ottenne il premio Nobel nel 1966<ref>{{Cita web|url=https://www.nobelprize.org/prizes/physics/1966/summary/|titolo=The Nobel Prize in Physics 1966|accesso=4 aprile 2021}}</ref>. Le idee di Kastler furono poi sviluppate in molti Paesi, compresa l’Italial’[[Italia]] grazie soprattutto ad [[Adriano Gozzini]] e collaboratori.

Nel 1951 il russo Valentin A. Fabrikant (che fin dal 1939 aveva suggerito di utilizzare l'emissione stimolata per amplificare [[onde corte]]) propose l’uso del pompaggio ottico per ottenere l’inversione di popolazione e realizzare un [[amplificatore ottico]] (non ancora un oscillatore, come il futuro laser). Dopo che [[Charles Hard Townes]] ed altri realizzarono il primo maser nella regione delle [[microonde]] (1954) diversi gruppi cercarono di ottenere un risultato analogo nella regione ottica, e il primo laser (impulsato) fu realizzato da [[Theodore Harold Maiman]] nel 1960 con lo schema a 3 livelli descritto prima e un’opportuna [[cavità ottica]]<ref>{{Cita pubblicazione

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==Note==

<references/>

==Bibliografia==

* {{Cita libro

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*[[Ottica quantistica]]

*[[Struttura iperfine]]

== Altri progetti ==

{{interprogetto}}

{{Controllo di autorità}}