Когерентные эффекты резонансных взаимодействий многочастичных атомных систем и электромагнитного поля (1103415), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Показано, что при определенной настройке рассматриваемой схемы взаимодействия поля со средой в допированном оптическом волокне распространяются оптические солитоны и/илиреализуется режим компрессии огибающей пробного импульса.В § 3.3 представлены результаты численного моделирования процесса распространения оптических импульсов в допированном волокне на основе решений нелинейного уравнения Шредингера; материальные параметры среды взяты из литературы для фотонного кристалла, допированного атомами 59 Pr .
Получены солитонный режим распространения и режимкомпрессии – сжатия во времени огибающей пробного светового импульса– при соответствующих управляющих параметрах задачи. Характерноерасстояние, на котором происходит максимальная компрессия, составляетпорядка 0.1 мм, степень компрессии - 4.75 (при выбранных параметрах:диаметр сердцевины волокна - 1.95 мкм , концентрация атомов примеси59Pr - 0.05at.% , интенсивность волны накачки - I c = 478 Вт/см 2 , отношение интенсивностей пробного импульса и волны накачки I p / I c = 0.02 ,длительность пробного импульса τ p = 70 мкс , частота отстройки пробногоимпульса от резонанса ∆ / 2π = 159.6 КГц ).
Используя полученный такжеэффект значительного спектрального уширения распространяющегосяпробного импульса на выходе из среды, предложена комбинированнаядвухкаскадная схема компрессии оптического импульса при условии Λ резонанса для взаимодействующих волн. На первом этапе световой импульс приобретает положительную частотную модуляцию с малой деформацией своей огибающей; на втором этапе импульс эффективно сжимаетсяза счет совместного действия (конкуренции) дисперсии и нелинейности.В § 3.4 проанализированы возможности наблюдения в эксперименте“сверхсветового” режима распространения пробного импульса в допированном волокне.
Показано, что из-за малости значения спектральной ширины области, в которой мог бы реализоваться такой режим сверхсветового распространения для рассматриваемой системы, по сравнению с реально достижимой спектральной шириной используемого оптического импульса, а также из-за несимметричных трансформаций его огибающей при12проявлении дисперсионных эффектов третьего порядка, которые становятся доминирующими в этом случае, данный режим практически не наблюдаем в эксперименте.Заключительная глава 4 посвящена исследованию эффектов взаимодействия многочастичного БЭК трехуровневых атомов с внешними оптическими полями для случая двулучевой Λ -схемы при условии, близком крезонансу.В § 4.1 показано, что реализация в многоатомной среде гигантскихзначений оптической нелинейности в такой Λ -схеме взаимодействия оптических полей может быть использована не только для управления амплитудно-фазовыми характеристиками волновых пакетов (оптических импульсов), что было продемонстрировано в предыдущей главе 3, но также идля эффективного управления квантовой статистикой светового излучения.В этом случае осуществление режима с “замедленным светом” для пробного светового импульса определяет наблюдаемую в эксперименте временную задержку импульса в среде (из-за процессов энергообмена в связанной системе поле-среда), позволяющую управлять его динамическимихарактеристиками.
С другой стороны, – гигантские значения нелинейногопоказателя преломления открывают возможность эффективной генерациисжатого света на малых длинах взаимодействия. Необходимые численныеоценки для проявления этих эффектов приведены в диссертации.В § 4.2 выполнен анализ квантовых нелинейных многочастичныхатомно-оптических взаимодействий для бозе-газа. Используется методсреднего поля Боголюбова.
В рамках данного подхода линейный по полюатомно-оптический гамильтониан Джейнса-Каммингса может быть обобщен на нелинейный случай. Для режима, когда реализуется перекачкаэнергии в системе, упрощенный гамильтониан, ответственный только заоптическое взаимодействие, имеет вид:k 02 (1) +k 04 (3) +((3) N a .1)H int = −ρ 32 a + ρ 23 a −ρ 32 a N f + ρ 23(5)f22Здесь a ( a + ) – оператор уничтожения (рождения) фотонов пробного поля,(1,3) -соответствующие линейN f = a + a - оператор числа фотонов, ρ 32ные/нелинейные коэффициенты при разложении матричного элемента перехода на частоте Раби g 2 пробного поля:()((1) g + ρ (3) g g ,ρ 32 ≅ ρ 32222322константа атомно-оптического взаимодействия k 0 = µ 32)(6)ω( V - ха2hε 0Vрактерный объем взаимодействия в БЭК, ω - средняя частота пробного13поля, µ 32 -дипольный матричный элемент) определяет различные по полюпорядки для процесса перекачки энергии в системе (при условии ω ≈ g 2 ).В данном подходе, оператор уничтожения фотона может быть представлен в виде aˆ = f + cˆ , где f = aˆ определяет классическую амплитуду,а оператор cˆ = aˆ − aˆ – малую флуктуационную часть поля ( cˆ = 0 ).
Вэтом случае решение на основе гамильтониана (5) сводится к решениюсистемы дифференциальных уравнений для среднего поля f и квантовыхшумов ĉ . В результате получены два различных режима в зависимости отсреднего числа фотонов в пробном импульсе: при малых интенсивностяхпробного поля реализуется эффект конкуренции между поглощением иусилением пробного поля, распространяющегося в БЭК; начиная с некоторого порогового значения интенсивности пробного поля наблюдается параметрический рост числа фотонов в нем за счет перекачки энергии полянакачки.
При определенном выборе параметров взаимодействия возможенрежим эффективной генерации квадратурно-сжатого света в пробном полев процессе его взаимодействии с БЭК. При длине взаимодействия 3.8 см навыходе системы наблюдается квадратурно-сжатый свет со степенью сжатия порядка 60% (использованы следующие параметры: концентрацияатомовБЭК N = 3.3 ⋅ 1012 см -3 , интенсивность волны накачкиIc = 55 мВт/см2 , интенсивность пробного импульса Ip = 80 мкВт/см2 , длительность огибающей пробного импульса τ p ≈ 1мкс ). Для этого случаяпроведен сравнительный анализ значений характерных времен обсуждаемых эффектов: времени сжатия τ sq , времени задержки света средой τ d ,времени релаксационных процессов для нижних уровней в используемойΛ -схеме τ 12 при соответствующей длительности пробного импульса τ p .Получено общее соотношение между ними:τ p < τ sq ≅ τ d < τ 12 ,(7)выполнение которого необходимо для эффективной генерации квадратурно-сжатого света в БЭК.В заключении сформулированы основные выводы и результатыдиссертации.Основные результаты1.
Развита квантовая теория взаимодействия атомного БЭК с квантовым электромагнитным (радиочастотным) полем; получены эффекты14коллапса и возрождения волновой функции в такой системе и выявлена ихсверхтонкая структура.2. Показано, что коллективный когерентный процесс атомнополевого взаимодействия приводит к формированию в БЭК устойчивых вовремени коллективных образований (квантовых спиновых структур), длякоторых рассмотрена генерация нового типа фазово-коррелированных исжатых спиновых состояний.3.
Развита теория когерентного нелинейного атомно-оптическоговзаимодействия трехуровневых атомов в допированном волокне с пробным световым импульсом в присутствии сильной оптической волны накачки. Найдены условия, когда коэффициенты керровской нелинейности инелинейного поглощения среды принимают гигантские значения и могутбыть отрицательными. Предложен новый способ нелинейного управленияоптическими свойствами такого допированного волокна в условиях полной компенсации поглощения в среде, а также при компрессии огибающейпробного светового импульса, реализующейся на малых длинах его распространения в среде.4. Впервые получен эффект электромагнитной индуцированнойпрозрачности в допированном волокне, когда оптическое поле накачкиобеспечивает низкий уровень оптических потерь и приводит к наблюдаемому эффекту замедления света при распространении пробного световогоимпульса.
Предложен новый способ управления динамикой распространения пробного импульса в условиях проявления этих эффектов при изменении его интенсивности на входе в среду.5. Впервые рассмотрена генерация квадратурно-сжатого света принелинейном взаимодействии трехуровневых атомов БЭК с пробным световым полем. Определены условия эффективного подавления его квантовыхфлуктуаций, которое происходит в отсутствие поглощения, а также приусилении интенсивности распространяющегося пробного поля за счетэнергообмена с излучением накачки.15СПИСОК ОПУБЛИКОВАННЫХ РАБОТ1. А.П.Алоджанц, А.Ю.Лексин, А.В.Прохоров, С.М.Аракелян.
Предельные измерения в квантовой и атомной оптике, локализованныемезоскопические поляризационные квантовые состояния.// LaserPhysics, 2000, 10, №2, с. 603-613.2. A.P.Alodjants, A.Yu.Leksin, A.V.Prokhorov, S.M.Arakelian. Phase transitions and switching effect in quantum optics and atomic physics. – In:Program and Book of Abstracts of the International Conference on Quantum Optics'2000, Raubichi, Belarus, 2000, p.14.3. A.V.Prokhorov, A.Yu.Leksin, A.P.Alodjants, S.M.Arakelian. Quantummacroscopic XOR operation using nonclasical states formation in MachZehnder interferometer.// Proc. of SPIE, 2001, 4429, pp.8-13.4. A.P.Alodjants, A.V.Prokhorov, A.Yu.Leksin, S.M.Arakelian, "Nonclassical interference and quantum computing in mesoscopic systems: information and entropy aspects"// Proc.
of SPIE, 2001, 4429, pp.52-57.5. С.М. Аракелян, А.П. Алоджанц, А.Ю. Лексин, А.В. Прохоров. Формирование макроскопической суперпозиции поляризационных состояний света и квантовый логический элемент "XOR" на основе интерферометра Маха-Цендера. //Сб. научных трудов Академии инженерных наук РФ, Верхне-Волжское отделение, к 10-летию АИН РФ,Владимир, 2001, c.70-77.6. A.P.Alodjants, A.Yu.Leksin, A.V.Prokhorov, S.M.Arakelian. Limitingmeasurements in quantum and atomic optics: localized mesoscopic polarization quantum states.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
