В області когерентної оптики ведуться наступні наукові дослідження: 1) розробка нових методів оптичної ехо-камера-спектроскопії, у тому числі у фемтосекундному діапазоні тривалості; 2) розробка нових фізичних принципів оптичної обробки інформації на основі довгоживучої фотонної ехо-камери і тригерного оптичного надвипромінення; 3) розробка теоретичних основ лазерного охолоджування твердих тіл і оптимальних режимів роботи лазерних рефрижераторів; 4) дослідження актуальних проблем квантової оптики і, серед них, - проблеми посилення стислого світла в режимі тригерного оптичного надвипромінення, а також проблеми квантової пам'яті на основі оптичного субвипромінювання.

4. Математичній апарат для опису фотонної луні

У атомній фізиці зазвичай мають справу лише з одним типом взаємодії атомних електронів і вільних фотонів - поглинанням фотона частоти n під час переходу електрона із стану з енергією E1 в стан з енергією E2.

Ріс.4.1 Механічна модель поширення світла в речовині

На рис.4.1 представлена механічна модель поширення фотона в речовині з врахуванням перевипроминювача. Кулька масою m0, рухаючись із швидкістю v, налітає на ланцюжок сферичних маятників, що мають таку ж масу m0. При зіткненні з першим маятником кулька, за законами пружних зіткнень, передає йому всю швидкість v. Той здійснює повний оберт (якщо v > 2(rg) 1/2, де r - довжина підвісу, g - прискорення вільного падіння) і після повторного зіткнення з кулькою повертає йому швидкість v.

Уповільнення поширення світла в речовині - явище добре відоме: з ним пов'язаний ефект заломлення під час переходу кордону розділу двох середовищ. Його зазвичай характеризують показником заломлення n (v = c/n). У звичайних умовах значення n близькі до одиниці (для скла n близько 1.5) для vmin виходить значення n=1012. Що ж заважає спостерігати значення n>>1 для резонансних фотонів?

Річ у тому, що атоми в речовині беруть участь в тепловому русі. Через це їх реакція на вільний фотон виявляється різною або, як прийнято говорити в оптиці, некогерентній. У механічній моделі така некогерентність може бути зв'язана, наприклад, з виходом маятників з площини малюнка. В цьому випадку рух кульки стане непрямолінійним, і якщо замість ланцюжка узяти плоску сітку маятників, то на виході з неї кулька матиме довільний напрям швидкості.

Отже, взаємодія атомного електрона з вільним резонансним фотоном може кінчитися виселенням першого в збуджений стан і затриманням другого. Але цей процес займає кінцевий час, протягом якого електрон блукає між станами з енергіями E1 і E2, а затриманому фотону наказ про звільнення то підписується, то відміняється. Якщо в проміжку між підписанням наказу і його відміною фотон встигає ушитися за межі фотонної хмари, то спроба атома збудитися виявляється невдалою. Таких фотонів, що зірвалися з гачка, в зразку зазвичай багато, і пов'язане з ними результуюче випромінювання залежить від міри когерентності перехідних процесів в атомах. Якщо вони когерентні, то і фотони, що випромінюють, формують когерентне випромінювання, подібне лазерному. Повністю некогерентні процеси наводять лише до теплового випромінювання.

Є дві причини, чому когерентне випромінювання має вищу інтенсивність в порівнянні з тепловим.

По-перше, когерентні фотони максимально підсилюють один одного, оскільки їх вектори електричного і магнітного полів паралельні. В разі теплових фотонів ці поля мають довільну орієнтацію, тому їх середнє значення значно менше максимального.

По-друге, попадання когерентного фотона у фотонну хмару збудженого атома збільшує вірогідність випромінювання другого такого ж фотона. Тому інтенсивність вимушеного випромінювання набагато вища, ніж спонтанного, що і забезпечує роботу лазерів.

Тепер у нас все готово для опису процесу формування фотонної ехо-камери під дією оптичних когерентних імпульсів. Перший когерентний імпульс збуджує в атомах перехідні процеси, які так само мають бути когерентними, принаймні перший час після імпульсу. Цим обумовлена активна післядія таких імпульсів. З часом когерентність руйнується, як і в разі спінальної ехо-камери, що веде до загасання післядії.

Дослідження просторових і спектральних властивостей фотонної ехо-камери і можливості кутової оптичної ехо-камера-спектроскопії (спільно із співробітниками ЕТН-центра, Цюріх, Швейцарія).

Мал. 4.2. Зміна довжини хвилі фотонної ехо-камери при зміні кута між хвилевими векторами і збуджуючих імпульсів. Вертикальні стрілки позначають центр «тягарі» спектральній лінії сигналу ФЕ при рівному 0°, 7.4° і 10°. Штриховою лінією позначений спектр імпульсів. Сигнал фотонної ехо-камери має головний максимум уздовж хвилевого вектора на частоті

У деяких резонансних середовищах (напр., в полімерних плівках, легованих молекулами фарбника [1]) експериментально досліджені просторові і спектральні властивості фотонної ехо-камери (ФЕ) і виявлена зміна довжини хвилі ФЕ (відносно довжини хвилі збуджуючих імпульсів) при варіюванні кута між хвилевими векторами цих імпульсів. Один з результатів приведений на мал. 4.2.

Збуджену двома, рознесеними в часі, лазерними імпульсами резонансне середовище можна ототожнити з керованим інтерференційним фільтром. Властивості динамічних «грат» нерівноважної населеності і поляризації, лежачих в основі цього фільтру, були експериментально досліджені в роботі [2]. Аналіз, проведений в роботі [3] на основі експериментів [1, 2], показує на можливість кутової оптичної ехо-камера-спектроскопії.

2. Дослідження довгоживучої фотонної ехо-камери (ДСФЕ), що стимулює, і розробка фізичних принципів оптичної фазової пам'яті.

Детально досліджені багатоімпульсні режими запису, кодування і прочитування інформації в режимі ДСФЕ в кристалі трифторіаду лантану з празеодімом на довжині хвилі 477.7 нм при температурі рідкого гелію. Створений макет пристрою, що запам'ятовує, що діє, на основі ДСФЕ. Відзначимо недавні експерименти по некогерентному ФЕ в рубіні в умовах световолоконого транспортування до зразка окремих збуджуючих імпульсів.

3. Дослідження оптичного надвипромінення (ОСІ) і тригерного оптичного надвипромінення (ТОС).

У функціонуванні оптичних фазових процесорів можуть використовуватися сигнали ОСІ [7]. У 1999 році був поставлений успішний експеримент по спостереженню оптичного надвипромінення в кристалі трифторіду лантану з празеодімом на довжині хвилі 477.7 нм при температурі рідкого гелію [8]. Осцилограма сигналу ОСІ (справа) і імпульсу накачування (зліва) приведена на малюнку 4.3

Мал. 4.3 Осцилограма сигналу оптичного надвипромінення (справа) в кристалі [8]. Імпульс ОСІ детектувався в напрямі, зворотному імпульсу накачування. Із зростанням потужності накачування спостерігалося також надвипромінення на довжині хвилі 606 нм.

Разом з цими експериментами спільно з ФТІНТ АН України (м. Харків) були поставлені експерименти по тригерному оптичному надвипроміненню на іншому кристалі - дифенілі, легованому молекулами пирена [9]. Явище ТОС спостерігалося на довжині хвилі 373 нм. Результати експерименту приведені на малюнку 4.3.

Відзначимо результати теоретичних розробок ТОС в умовах, коли роль інжекційного імпульсу виконує потік бифотонов. Заслуговують на увагу також розробки теорії безінверсного ОСІ в домішкових кристалах.

Мал.4. 3. Форми сигналів і просторовий розподіл інтенсивностей в кристалі дифенілу з пиреном [9]: (а) чисте ОСІ; (б) інжекційний імпульс; (в) ТОС. Ціна великого ділення 20 нс.

4. Теоретичне дослідження проблеми лазерного охолоджування твердих тіл.

У основі процесу лежить антистоксовий режим, пояснений на малюнку 4.4.

Мал. 4.4 Антистоксовий режим лазерного охолоджування стекол і кристалів, легованих рідкоземельними іонами: (а) спрощена трирівнева схема процесу, де Н – накачування, Ф – флуоресценція, Фн – фонон; (б) схема робочих рівнів іонів тривалентного ітербію в тяжелометаллическом склі, на основі якого американськими дослідниками (R. Epstein et.al. Patent USA №5 447 032 від 05.09.1995) був створений макет лазерного рефрижератора. До теперішнього часу досягнуте охолоджування на 65°, починаючи від кімнатної температури.

Квант накачування менше кванта флуоресценції на величину енергії фононів. У результаті енергія фононів несеться з твердотілого зразка в процесі флуоресценції. Результати наших теоретичних розробок, на які посилаються американські дослідники, підсумовувані в книзі [10]. Для підвищення ефективності охолоджування запропоновано використовувати процес надвипромінення [11]. В даний час проводяться дослідження процесу самоохлаждения активних елементів деяких твердотілих лазерів (напр., на основі кристала, одночасно легованого іонами.

5. Досліджені можливості запису і прочитування інформації за допомогою бихроматичного поля в середовищі, що складається з трирівневих атомів.

Біхроматічеське поле складається з двох компонент: слабкого сигнального поля (сигнальної хвилі) і сильного поля накачування (опорної хвилі). Розглянута можливість запису тривалості і форми сигнальної хвилі в неоднорідний розширеному спектрі поглинання ансамблю атомів завдяки формуванню періодичної структури спектральних провалів. Показано, що сигнальна хвиля може бути відновлена після виключення обоє полів (сигнального і опорного), якщо до зразка прикласти лише опорну хвилю. Знайдено, що тривалість і форма відновленої сигнальної хвилі залежить від інтенсивності опорної хвилі.

6. Досліджено насичення оптичного переходу між выпрожденными станами.

Розглянуто насичення квазідворівневих атомів резонансним монохроматичним полем у разі, коли, наприклад, основний стан атома має декілька підрівнів, які однаково заселені, і переходи з цих підрівнів в збуджений стан зливаються в одну лінію, тобто коли відсутній спектральний дозвіл цих підрівнів. Показано, що в умовах насичення розширення такої лінії може істотно перевершувати розширення лінії поглинання простого дворівневого атома [13]. Додаткове розширення лінії зобов'язане захвату заселеності в когерентній суперпозиції нижніх підрівнів атома.

Мал. 4.5 Діаграма трирівненого атому

Вгорі змальована енергетична діаграма трирівневого атома, що збуджується сигнальною хвилею B1 і опорною хвилею B2. Спочатку всі атоми знаходяться в основному стані 1. Внизу показана послідовність імпульсів. Імпульси опорної і сигнальної хвиль (останній затінений) мають прямокутну форму. Тривалість сигнальної хвилі – T. Обоє імпульсу вимикаються одночасно. У момент часу t = 0 включається імпульс опорної хвилі. Імпульс R, що індукується на частоті сигнальної хвилі, показаний затіненим трикутником.

Мал. 4.6. Залежність амплітуди індукованого імпульсу R від часу, відлічуваного з моменту включення опорної хвилі. Тривалість сигнальної хвилі – T = 3. Час t, T і амплітуда R приведені в безрозмірних одиницях. Спектральна ширина неоднорідної лінії а = 10. Верхній графік відповідає випадку B2 / а > 0. Нижній графік показує поведінку індукованого поля для випадку B2 / а = 0.2.

7. Пошуки вирішення проблеми гамма-лазера: пониження порогу генерації за допомогою деструктивної інтерференції каналів резонансного поглинання гамма-квантів.

Досліджено поширення гамма-випромінювання в резонансному середовищі, приготованому за допомогою лазерного поля і гамма-накачування в змозі, яке може підсилювати гамма-випромінювання без інверсії заселеності [14]. Такий стан досягається завдяки двом чинникам. Перший – це пересічення і змішування підрівнів спинів ядер, що знаходяться в основному стані. Таке змішування станів спинів пропонується здійснити за допомогою постійного магнітного поля заданої напруженості, прикладеного уподовж напряму, що становить малий кут з віссю симетрії кристала, в якому знаходяться резонансні для гамма-квантів ядра. Сам кристал повинен володіти некубічною симетрією. Другий чинник – приготування ядер за допомогою лазера в когерентній суперпозиції пересічних станів ядерного спину. Досліджені стаціонарний і імпульсний режими проходження гамма-випромінювання через підсилююче середовище без інверсії заселеності. У стаціонарному режимі знайдена оптимальна довжина області посилення гамма випромінювання. Ця довжина визначається граничною відстанню, на якій відбувається виснаження лазерного накачування, і ефект безінверсного посилення гамма-випромінювання пропадає. У імпульсному режимі лазерне випромінювання створює вікно прозорості для резонансних гамма квантів. Воно «откравается» на якийсь час рівне тривалості лазерного імпульсу. Цей імпульс поширюється в середовищі без втрат, якщо для нього виконується умова самоіндуцированної прозорості. Посилене гамма-випромінювання теж набуває форми імпульсу. Його посилення відбувається завдяки енергії збуджених ядер і перекачування енергії між лазерним імпульсом і гамма-випромінюванням. Перекачування енергії є джерелом порушення самоіндуцированної прозорості для лазерного імпульсу, що також наводить до обмеження області безінверсного посилення.