principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 74
Текст из файла (страница 74)
Эти атомы теряют свою кинетическую энергшо при переиэлучении. Если вследствие атомных столкновений в атомарном гаэе существует тепловое равновесие, то равновесная температура снижается по мере того, как полная энергия атомов непрерывно убывает при поглощении и переизлучении. Если импульс отдачи можно испольэовать для охлаждения атомов, то днпольная сила может быть испольэована для захвата атомов ]20]. В разделе 20.3 мы видели, что атомы с поперечной компонентой скорости их<и,, могут быть захвачены вблизи оси гауссовского пучка отрицательным поперечным потенциалом, обусловленным дипольной силой.
Этот процесс можно обобщить на трехмерный случай. Если гауссовский пучок жестко сфокусирован, то иэменение интенсивности вдоль оси пучка может быть эначительным (рис. 20.5). Соответствующая составляющая дипольной силы вдоль оси направлена к фокусу и совдает вокруг него отрицательМ8 ную потенциальную яму в осевом направлении. Вместе с поперечной отрицательной потенциальной ямой она создает локальную трехмерную ловушку для атомов, расположенную вокруг фокуса. Максимальная кинетическая энергия атомов, при которой они еще могут быть захвачены ловушкой, определяется глубиной потенциальной ямы.
Для создания оптических ловушек могут быть использованы и другие конфигурации лазерных пучков, возможно, использующие более одного лазерного пучка. Основная идея в любом Замееееиаий зуези ага о с м ®-„ Ееедетмйемиий рис. йз.б. Атом массой зт, имею- у'~» ~~'/т~ щвй скорость и„ иаходится в точке раввовссия К ловушки, образованвой сфокусировзквмм гауссовским пучком. Плоская волва служит для ззмодлския двкжевия атома случае сводится к нахождению конфигурации оптического поля, имеющей устойчивую точку равновесия, такую, что на атом, смещенный из этой точки, действует возвращающая сила. Атомы с конечной скоростью, захваченные в ловушку, будут, конечно, совершать колебания в потенциальной яме, если нет механизма затухания этого движения.
Однако эти атомы можно оптически охладить, пользуясь эффектом отдачи, который тормозит движение атомов. Чтобы процессы охлаждения и захвата были аффективными, эффект отдачи должен инициироваться лазерным лучом, настроенным на частоту, лежащую вблизи, но ниже максимума линии поглощения, тогда как дипольная сила, нужная для захвата атома, должна создаваться отдельным сфокусированным лазерным пучком, настроенным на частоту, лежащую ниже и далеко от резонанса (рис. 20.5) [2т[. Согласно расчетам, таким способом вахваченный атом можно охладить до температуры т0 К. Предел охлаждению кладут квантовые флуктуации как импульса отдачи, так и дипольной силы [22]. Появление флуктуаций импульса отдачи можно было предвидеть, потому что поглощение и излучение фотонов являются случайными процессами. Так, например, когда У фотонов поглощаются и испускаются атомом, импульс атома должен флуктуировать со среднеквадратичным значением < (Ми)'>»* = (2А~) мзйй, а соответствующая кинетическая энергия равна )т'(й1с)з/М.
Флуктуации дипольной силы являются более сложными, и их труднее себе представить. В работе [22) проводится детальный анализ этой проблемы. Было показано, что флуктуации сил давления со стороны излучения являются механизмом, ограничивающим размер фокального пятна оптически сфокусированного атомного пучка [23). Из-эа этих флуктуаций даже атомы с нулевой скоростью, находящиеся в точке Зой равновесия в ловушке, должны нагреваться, что ведет к постоянному росту их энергии, пока они в конце концов не вылетят из ловушки. Чтобы удержать атомы в ловушке при низкой температуре, необходимо использовать оптическое охлаждение.
Равновесная температура захваченных атомов определяется балансом между нагреванием эа счет флуктуаций и оптическим охлаждением. Оптический захват нейтральных атомов в локальной области пространства пока не наблюдался, хотя для этого не видно непреодолимых экспериментальных трудностей.
Если атомы удастся захватить, то их оптическое охлаждение можно осуществить непосредственно. Действительно, оптическое охлаждение захваченных в ловушку ионов уже наблюдалось [241 Будучи заряженными частицами, ионы могут быть первоначально захвачены квадрупольным радиочастотным полем.
Охлаждение захваченных ионов достигается затем с помощью луча перестраиваемого лазера. При испольвовании оптического охлаждения и захвата многие ранее немыслимые эксперименты перестают быть невозможными. Если атомы или ионы находятся в покое в некоторой точке, можно провести наблюдения эа отдельными атомами или ионами в течение длительного отрезка времени.
Следовательно, может стать реальностью спектроскопия высокого разрешения атомов или ионов, когда эффект Доплера полностью устранен. Тошек с сотрудниками [25] смогли зарегистрировать и сфотографировать отдельные ионы, захваченные в квадрупольную радиочастотную ловушку, по их резонансной флуоресценции. Можно будет изучать различные фундаментальные свойства отдельных атомов или ионов. Воэможность использования лаверов для управления атомами кли ионами в ловушке позволяет также думать об изучении сил кэаимодействияз) между атомами, между атомами и молекулами или между атомами и поверхностями, их влияния на радиационное время жизни, образование молекул, химические реакции и т.
д. Став реальностью, такие эксперименты, несомненно, революционизируют атомную физику. «) Недавно группе Икстктутз Макса Плавка .[Жзйзжй г., Рмй й;, Сйеи уи Ди$пЗ уу., и'аийег Н. / Роуз. Неч. Ьезь — 1987. Ч. 59. Р. 993Ц удалось наблюдать фазовые переходы з ансамбле глубоко охлажденных лазерным пучком ионов Мб+ в ловушке; отчетливо регистрировалось зозвкквоззккз «крвстзллвческойз структуры. (Примеч. ред.) Глава 21 НЕСТАЦИОНАРНЫЕ КОРЕРЕНТНЫЕ ОПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ Распространение светового импульса в резонансной среде связано со многими интересными явлениями. Большинство из них обусловлено когерентным нестационарным откликом среды.
Нестационарные когерентные эффекты относятся к числу самых удивительных явлений, возникающих при резонансном взаимодействии волны с веществом. Эффекты подобного рода интенсивно изучались на примере магнитного резонанса еще в долаэерную эпоху. С появлением лазеров стало возможным наблюдение когерентных явлений в оптическом диапазоне. Важный вклад эффектов, связанных с распространением волн, делает нестационарные когерентные оптические явления более интересными и многообразными, нежели их аналоги в магнитном резонансе. Помимо общетеоретического интереса, иестационарные когерентные эффекты нашли полезные применения в спектроскопии. 21.1 Уравнение Блоха для двухуровневой системы (21.1) 361 В этой главе мы будем рассматривать главным образом нестационарные когерентные эффекты в двухуровневой системе.
Учет только двух резонансных уровней зачастую оказывается хорошим приближением в описании поведения реальной многоуровневой системы, возбуждаемой кваэименохроматическим резонансным полем. В таком случае можно ожидать, что должна существовать близкая аналогия между возбуждением оптического и магнитного резонанса. Действительно, Фейнман с сотрудниками [Ц строго показали, что любая двухуровневая система эквивалентна системе со спином 1/2, когда речь идет о ревонансном возбуждении. Доказательство этого утверждения проводится довольно просто: можно показать, что динамический отклик двухуровневой системы на резонансное воэбуяще Рве. 2$Л. Дэухуроэние описывается уравнением дюпкения блоховского типа [2ь как и магнитная система со денев спинок 1/2.
Рассмотрим двухуровневую систему, показанную на рис. 21.1. Два уровня соответствуют собственным состояниям невозмущенного гамильтониана М~'. Ме!+> = Чзйюс!+>, Ме! — > - — '/зйюз[ — >. Ненулевые дипольные матричные элементы пусть равны <+! Р„.! — > < — ! Р !+>, (21.2) где (21.5) Ожидаемые значения компонент электрического диполя равны <»+>+<» > т(» ++»+ ) <Р >— > <»+>-<» > т(» +-»+ ) 1 )/2 $ 'г'2 Если теперь определить псевдодиполь по формуле <И> = х<И*>+ У<р >+ а<И*>. (21.6) где (21.7) < Р*> — 7 (Р++ Р— ) и эффективное электрическое поле Евеф =хЕ,+ РЕ„+зЕ„зф, постоянная компонента которого равна Е*.ФФ вЂ” йгоо/Ъ (21.8) 362 )г (р ~$р )/Ч2, так что только свет с круговой поляризацией может вызвать пере- ходы между двумя уровнями.
Гамильтоннан взаимодействия для этой системы в присутствии поля Е=хЕ ($) +уЕ,(Г) имеет внд Ƅ— (Р,Е + п„Е„) - — (р+Е + и Ее), (21.3) где Е =(Е,~1Е„)IЧ2 — право- и левополяриаованные компоненты поля. Динамический отклик двухуровневой системы на приложенное поле описывается уравнением Лиувилля для матрицы плотности (см. раздел 2 1) 1$ '» =(Я,+М„,Р)+1й~ — "1 (21.4) которое можно расписать следующим образом: д»+ ~а = йгееР+-+ УЕ (Р++ — Р ) — — Р+, дз — з 3 д» + $$ 1й: — з ар + — ЧЕ+(Р++ — Р ) — Г Р +, дГ В гя — (р — р++) =Ч(Е р + — Е+ре )— д дй — —" 1(Р— — Р++) — (Р' — — Р++) 1. 1 то из (21.5) получаем Ы (Рх> = — Ь (Ст(Р,) — ЕхзФФ(РЗ)) — Т ° ( рх) ~~ (ру) = — з (Ехэзф (Рх) — Е» (рх>) — у ~ (21.9) <вт> <в,> — <в'.> зс (р»> = — ь (в*(рт) Ет(Р >) т Уравнения (21.9) можно переписать в векторной форме т Ю ()з> = 3 Е»ФФ Х <)з) — х (х(р»> + у(рт)) ( о>) (21 19) Это уравнение идентично уравнению Блоха в случае магнитного резонанса, если под р понимать магнитный диполь, а поле Е,ее заменить магнитным полем Н.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
