Но каким образом к нашему прецессирующему атому можно приложить нужный момент силы? Ответ: с помощью слабого магнитного поля, направленного в сторону. На первый взгляд вам может показаться, что направление этого магнитного поля должно крутиться вместе с прецессией магнитного момента, так чтобы поле всегда было направлено к нему под прямым углом, как это показано на фиг. 35.4, а с помощью поля В'.
Фиг. 35.4. Угол прецессии атомного магнитика можно изменить двумя путями: а — горизонтальным магнитным полем, направленным всегда под прямым углом к μ; б—осциллирующим полем.
Такое поле работает очень хорошо, однако нисколько не хуже действует и переменное горизонтальное поле. Если у нас есть горизонтальное поле В', которое всегда направлено по оси х (в положительную или отрицательную сторону) и которое осциллирует с частотой ωp, тогда через каждые полпериода действующая на магнитный момент пара сил переворачивается, так что получается суммарный эффект, который почти столь же эффективен, как и вращающееся магнитное поле. С точки зрения классической физики мы бы ожидали при этом изменения компоненты магнитного момента вдоль оси z, если у нас есть очень слабое магнитное поле, осциллирующее с частотой, в точности равной ωp. Разумеется, по классической физике μz должно изменяться непрерывно, но в квантовой механике z-компонента магнитного момента не может быть непрерывной. Она должна неожиданно «прыгать» от одного значения до другого. Я сравнивал следствия классической и квантовой механики, чтобы дать вам понятие о том, что может происходить классически, и как это связано с тем, что происходит на самом деле в квантовой механике. Обратите внимание, между прочим, что в обоих случаях ожидаемая резонансная частота одна и та же.
Еще одно дополнительное замечание. Из того, что мы говорили о квантовой механике, не видно, почему переходы не могут происходить при частоте 2ωр. Оказывается, что в классическом случае этому совершенно нет никакого аналога, но в квантовой механике такие переходы невозможны, по крайней мере в описанном нами способе вынужденных переходов. При горизонтальном осциллирующем магнитном поле вероятность того, что частота 2ωp вызовет скачок сразу на два шага, равна нулю. Все переходы, будь то переход вверх или вниз, предпочитают происходить только при частоте ωр.
Вот теперь мы готовы к описанию метода Раби. Здесь мы опишем только, как этот метод измерения магнитных моментов работает в случае частиц со спином 1/2. Схема аппаратуры показана на фиг. 35.5.
Фиг. 35.5. Схема установки Раби в опытах с молекулярными пучками.
Вы видите здесь печь, которая создает поток нейтральных атомов, летящих по прямому пути через три магнита. Магнит 1 — такой же, как и на фиг. 35.2, он создает поле с большим, скажем положительным, градиентом ∂Bz/∂z. Если атомы обладают магнитным моментом, то они будут отклоняться вниз при Jz=+ℏ/2 или вверх при Jz=-ℏ/2 (поскольку для электронов μ направлен противоположно J). Если мы будем рассматривать только те атомы, которые могут проходить через щель S1, то, как это показано на фиг. 35.5, возможны две траектории. Чтобы попасть в щель, атомы с Jz=+ℏ/2 должны лететь по кривой а, а атомы с Jz=-ℏ/2 — по кривой b. Атомы, вылетающие из печи в другом направлении, вообще не попадут в щель.
Магнит 2 создает однородное поле. В этой области на атомы никакие силы не действуют, поэтому они просто пролетают через нее и попадают в магнит 3. Этот магнит представляет собой копию магнита 1, но с перевернутым полем, так что у него ∂Bz/∂z имеет отрицательный знак. Атомы с Jz=+ℏ/2 (будем говорить «со спином, направленным вверх»), которые в магните 1 отклонялись вниз, в магните 3 будут отклоняться вверх; они продолжат свой полет по траектории а и через щель S2 попадут в детектор. Атомы с Jz=-ℏ/2 («со спином, направленным вниз») в магнитах 1 и 3 тоже будут испытывать действие противоположных сил и полетят по траектории b, которая через щель S2 тоже приведет их в детектор.