Étude théorique et expérimentale des transitions à plusieurs quanta entre les sous-niveaux Zeeman d'un atome

Recent experiments have shown that magnetic dipole transitions are observed, in which the selection rule Δm = ± 1,0, is not followed. Transitions induced by a magnetic oscillating field H1 have been studied in the following hypotheses. a) H 1 is a rotating field, perpendicular to H0, a transition is obtained when ever Em — Em' = ħ ω(m — m') m — m' = 0, ± 1, ± 2, etc... b) H 1 is elliptical (the plane of the ellipse being arbitrary). In the case of a 2 level system (J = 1/2), resonances are observed whenever E1/2 — E—1/2 = p . ħ ω p, any integer. There is, of course, conservation of energy and of angular momentum in these transitions. c) 2 oscillating fields are present ω and ω'. In the case J = 1/2, there is resonance when E1/2 — E—1/2 = ħ(p ω + q ω') p, q, positive or negative integers. In each case, we have computed energy displacements, line widths and line intensities as a function of H1. All the above predictions have been observed experimentally, on Na atoms. We used optical pumping and optical selection. The buffer gas was argon at 0,3 mm. We verified that line displacements were a linear function of H21, whereas line widths are linear functions of Hp1 for a p quanta line. The ultimate width of our lines at low r-f levels was of the order of 200 cycles.Des expériences récentes ont montré que l'on peut observer des transitions dipolaires magnétiques n'obéissant pas aux règles de sélection Δm = ± 1,0 (m étant la projection du moment angulaire total de l'atome sur le champ statique H0). L'influence d'un champ magnétique oscillant de pulsation ω sur les sous-niveaux Zeeman d'un atome a été étudiée d'une façon assez détaillée. Trois cas sont à distinguer : 1) Le champ perturbateur est un champ tournant perpendiculaire à H0 (pulsation ω, amplitude H1 ). Il y a résonance chaque fois que la pulsation ω obéit à l'équation E(m) — E(m') = ħω(m — m') E(m) étant l'énergie d'un état m. Au voisinage d'une résonance, il est possible de calculer complètement la probabilité de transition. 2) Le champ oscillant est un champ elliptique (d'orientation quelconque par rapport à H 0). Un nouveau type de résonance apparaît alors. Supposons par exemple J = 1/2 (I = 0) ; en plus de la résonance ħ ω = E(+ 1/2) — E(— 1/2) obtenu dans le 1er cas, on montre qu'il y a résonance chaque fois que la relation pħ ω = E(+ 1/2) — E(—1/2) est vérifiée (p entier quelconque). L'existence de telles transitions peut se comprendre en invoquant la loi de conversation du moment angulaire total du système constitué par l'atome et les photons de radiofréquence. 3) Il y a deux champs oscillants à des fréquences différentes ω et ω' : Dans le cas J = 1/2 I = 0. Il y a résonance chaque fois que E(1/2) — E(—1/2) = ħ(p ω + q ω') (p, q entier positif ou négatif). Dans les trois cas, nous avons calculé les déplacements, largeurs et intensités des résonances en fonction de l'intensité H1 du champ de radiofréquence. Ces théories ont été vérifiées expérimentalement sur l'état fondamental de l'atome de sodium (J = 1/2, I = 3/2). Nous avons employé une vapeur saturante de sodium orientée optiquement en présence d'un gaz étranger. Les résonances sont détectées optiquement. Les vérifications ont porté sur les points suivants : 1) Mise en évidence des résonances multiples, 2) position des résonances, 3) variation de leur largeur et de leur intensité avec H1. En particulier nous avons vérifié que les déplacements des résonances varient toujours comme H 21 alors que la largeur d'une résonance utilisant p quanta varie comme Hp1. L'accord entre la théorie et l'expérience est bon. Nous avons également mesuré les largeurs de raies pour de faibles niveaux de radiofréquence ce qui nous permet de déterminer la largeur de raie provenant de la relaxation. Elle est de l'ordre de 200 cycles