Диссертация (1149660), страница 2
Текст из файла (страница 2)
С другой стороны важноконтролировать число возбужденных атомов, обеспечивая их необходимое количество без избыточной концентрации.Задача по ограничению плотности Ридберговских состояний в заданном объеме часто осуществляется за счет явления блокады возбуждения [33]. Эффектблокады заключается в сдвиге атомных частот переходов между Ридберговскими состояниями нескольких атомов за счет сильного дальнодействующеговзаимодействия между ними.
Один атом, переведенный в Ридберговское состояние лазерным светом частоты , возмущает энергетические уровни атомов всвоей окрестности, делая невозможным их дальнейшее возбуждение на лазерной частоте . Описанное явление обычно ассоциируется с дипольной блокадой без детализации типа дальнодействующего взаимодействия, которое можетбыть диполь-дипольным (∼ 1/3 , есть расстояние между атомами) или егонерезонансным аналогом, Ван-дер-Ваальсовым (∼ 1/6 ).Наиболее интересным и неожиданным следствием дипольной блокады возможно является реализация квантовых переходов в виде кристаллической фазыРидберговских возбуждений [34]. Параметры, контролирующие переход, управляются при помощи внешних лазерных полей.
До сих пор подобные кристаллы не наблюдались в экспериментах, хотя критические значения флуктуаций,9необходимые для фазового перехода, были уже получены [35]. Эффект блокадыпредлагается использовать при практической реализации квантового вентиляна основе двух атомов, расположенных на определенном расстоянии друг отдруга [36].
Поскольку получение индивидуальных квантовых состояний является вероятностным процессом, построение цепей из нескольких квантовых вентилей представляется затруднительным. Другой подход подразумевает создание пространственно неоднородного Штарковского сдвига за счет электронногопучка, что позволяет адресно обращаться к атомам [37]. Хотя сама идея практической важности взаимодействия между Ридберговскими атомами возниклаеще в 2000 году, понадобились большие усилия, как теоретические, так и экспериментальные, чтобы воплотить ее в жизнь. Сейчас разрабатываются схемыуниверсального квантового симулятора, имеющего в основе коллективные состояния с одним Ридберговском возбуждением в компактной группе атомов [38].Практическая реализация имеющихся в холодных Ридберговских газах потенциальных возможностей для задач квантовой информатики сталкивается,однако, с рядом принципиальных ограничений, обусловленных проблемамиустойчивости как к девозбуждению, так и к ионизации.
Последний процессособо важен в связи с его пороговым характером: при возникновении критического количества ионов в газе может начаться процесс лавинообразной ионизации, приводящий к формированию холодной плазмы [39, 40]. Даже медленныеионизационные процессы стимулируют образование холодных ионов. В какойто момент их макроскопический пространственный заряд связывают вновь образующиеся электроны. Для электронной температуры критическое числоэлектронов дается соотношением 2 /40 в образце газа размером .
Пространственно связанные электроны сталкиваются с Ридберговскими атомамии ионизуют их, что вызывает помимо прочего высвобождение дополнительного электрона с энергией порядка двух значений первоначальной энергии связивалентного электрона в Ридберговском атоме [41]. Это приводит к лавинообразным столкновительным процессам, которые перераспределяют заселенности поглавным квантовым числам . В конечном итоге заметная часть Ридберговскихатомов оказывается ионизованной. Для практических приложений необходимо,чтобы холодный Ридберговский газ оставался стабильным на временах порядканескольких микросекунд.
Однако, он может спонтанно ионизоваться [42] и, при10достаточно высоких плотностях, эволюционировать в ультрахолодную плазмув течении 100 нс [43].Среди «медленных» столкновительных ионизационных процессов в холодных газах следует выделить Пеннинговскую и ассоциативную, как наиболееинтенсивные [44, 45]. Конкурирующим процессом является ионизация излучением черного тела (blackbody radiation), обусловленная тепловым фоном стенок экспериментальной установки [46, 47]. Для высоковозбужденных состояний ионизация излучением черного тела по интенсивности может превышатьфотоионизацию лазерными полями [47].
Типичные скорости ионизация атомовизлучением черного тела характеризуются величинами 2–3 порядка обратныхсекунд. Скорость столкновительной ионизации, к примеру, определяется большим количеством параметров, включая пространственные параметры атомовв газе, и не может быть однозначно сравнена со скоростями вышеописанныхпроцессов.Физика быстрой эволюции ультрахолодного газа в плазму еще не вполнеясна, однако эксперименты показывают [48, 49], что одной из причин эволюции могут быть ионизирующие столкновения между атомами.
Также известно, что для квантовых систем с плотной дискретной структурой уровней дальнодействующие взаимодействия вызывают диффузию атомной заселенности вэнергетическом пространстве [43, 50]. Экспериментальные результаты, в своюочередь, демонстрируют [51] рост скорости первичного образования ионов приувеличении главного квантового числа одного из Ридбергов, партнера по взаимодействию (см. рисунок 1.1 и обсуждение ниже). Таким образом, изучениепрямых ионизирующих столкновений между высоко возбужденными частицами, которое является предметом исследования настоящей работы, может прояснить важные аспекты динамики формирования холодной плазмы.В результате соударений свободные электроны образуются согласно двух основных механизмов: ассоциативной или Пеннинговской ионизаций.
Ассоциативная ионизация [52, 53] является относительно короткодействующим низкоэнергетическим процессом, так как ее осуществление требует перекрытия волновыхфункций сталкивающихся атомов, которые локализованы на расстояние ∼ 22от атомных ядер (в дальнейшем используются атомные единицы используются,если не оговорено обратное). Пеннинговская ионизация (ПИ)11Ryd() + Ryd() → Ryd(′ ) + ion + − ,(1)наоборот, относится к дальнодействующим процессам, осуществляемым за счетдиполь-дипольного взаимодействия на межъядерных расстояниях > 42 .ПИ становится доминирующей среди других каналов ионизации, когда электронные облака сталкивающихся атомов не перекрываются. Соответствующаяплотность холодного газа должна быть меньшей, чем критическое значение = 3/(2563 ) [43]. Для типичного в эксперименте значения ∼ 50,критическая плотность = 1.6 · 1012 см−3 оказывается гораздо больше экспериментально используемых величин плотности ∼ 5 · 1010 см−3 [43].Существуют две характеристические стадии эволюции Ридберговского газа в плазму [51].
Во время первой «однородной» стадии первичные электроныобразуются главным образом за счет фотоионизации излучением черного тела [47] и/или в результате прямой фотоионизации Ридберговских атомов [54]тем же самым лазерным импульсом, что приготовляет атомы в одинаковыеРидберговские состояния с главным квантовым числом = 0 . Роль симметричного Пеннинговского процесса ( = = 0 ∼ 50 в (1.1)) на первой стадииоказывается незначительной [55], поскольку скорость автоионизации Γ0 ,0 дляпары идентичных атомов невысока (∼ 1с−1 ). Вторая, «диффузионная» стадиянаступает когда накапливается достаточное количество первичных ионов, способных связать свободные электроны.
Последние за счет столкновений меняютквантовые состояния атомов, образуя более высокие ( > 0 ) и более низкие( < 0 ) по сравнению с первоначальным состоянием 0 .В первой главе настоящей работы проведено исследование асимметричных ( ̸= ) Пеннинговских процессов, индуцированных дальнодействующимдиполь-дипольным взаимодействием между Ридберговскими атомами. В частности, подробно проанализирована скорость автоионизации Γ , атомной системы, состоящей из пары холодных Ридберговских атомов в состояниях , .
Мы определили зависимость Γ , от параметров Ридберговских состояний пары, вовлеченной в диполь-дипольное взаимодействие. В результате выполненных исследований описано новое явление чисто квантово-механическойприроды. Автоионизационная ширина резко возрастает (на два порядка), когдаглавное квантовое число девозбуждающегося атома убывает. Проведенный12теоретический анализ выявил оптимальную конфигурацию (пара «Том и Джерри»), которая дает максимальную скорость Пеннинговской ионизации для двухатомной системы в случае атомов водорода. Благодаря специфическим особенностям эволюции холодного Ридберговского газа, выражающимся в генерацииразличных квантовых состояний, Пеннинговский процесс может играть заметную роль в образовании холодной плазмы, аналогичную ионизации излучениемчерного тела.Ассоциативная ионизация имеет свои особенности в случае столкновений холодных щелочных атомов [45,56–58], один из которых Ридберговский, а другойнаходится в основном состоянии:−A** (0 ) + A → A+*2 + .(2)В процессе соударения образуется квазимолекула, в которой обобществляютсяоба валентных электрона, один из которых по прежнему находится в высоковозбужденном состоянии.
Такая система может распасться на молекулярный ион исвободный электрон. Изучение эффективности ионизации при подобного родастолкновениях сводится к исследованию временной динамики квазимолекулярного комплекса A**2 , состоящего из атома A в основном состоянии и высоковозбужденного атома A** (0 ) с главным квантовым числом 0 и орбитальным. Использование метода сильной связи предполагает наличие информации оструктуре всех молекулярных термов и проведение большого объема вычислений, что сильно затрудняет его использование в случае кулоновского сгущенияуровней с многократным пресечением молекулярных термов.
Другой теоретический подход, предполагающий расчет переходов между термами с использованием модели Ландау-Зинера, не решает этих проблем, поэтому, оказываетсятакже весьма проблематичным. Вышеперечисленные трудности можно обойти при помощи использования концепции динамического хаоса для описанияэволюции Ридберговского электрона в молекулярном комплексе. Вместо проведения анализа для каждой точки пересечения термов, следует рассматриватьпоследовательные переходы в системе квази-пересечений как диффузию Ридберговского электрона в пространстве связанных состояний.
Пересечения термов соответствуют перекрытию динамических резонансов. Перезарядка внутри ионного остова A+2 приводит к появлению осциллирующего электрического13потенциала с частотой, являющейся функцией межъядерного расстояния. Этовнутриатомное микроволновой поле возмущает движение Ридберговского электрона. Эволюция последнего может описана различными способами, в числе которых следует упомянуть модель Думана-Шматова-Михайлова-Янева, а такжемодель диффузионной ионизации, которая предполагает решение уравненияФоккера-Планка для диффузии электрона в энергетическом пространстве [45].Необходимо отметить, что система дифференциальных уравнений типа Гамильтона, описывающих эволюцию орбитали электрона в условиях развития динамического хаоса, является неустойчивой. Соответствующие траектории фазового пространства обладают свойством расходиться с экспоненциальным ростомво времени, что значительно усложняет поиск приближенного или численногорешения (собственно, именно такое поведение механической системы в литературе и получило название хаотического [59]).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
