principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 80
Текст из файла (страница 80)
Постепенно псевдодиполи оказываются полностью сфазиронанными; при этом они значительно отклонены от оси +з. В этом состоянии они совместно излучают когерентно в классическом смысле. Проблема, которая привлекла большой интерес, заключается в том, как именно излучение в тиком наборе двухуровневых систем с инвертированной населенностью переходит от первоначального спонтанного режима к конечному когврентному режиму или режиму сверх- излучения. Дикие первым исследовал эту проблему, рассмотрев набор спинов (г 1/2) в объеме с размерами намного меньшими, чем длина волны излучения, что имеет место в случае магнитного резонанса [261.
Используя квантовое описание системы У спиноз с з 112, он нашел, что, когда система находится в состоянии !г, и>, скорость излучения равна 1 = (г+ и) (г — т+ 1) 1„ (21.60) вавы, они излучают некогерентно (или спонтанно). Если при излучении система переходит в состояние )г= ЧзУ, ль>, где !ш~ Кг, то скорость спонтанного излучения становится равной 1 = Ч,11"1„ что ясно указывает на когерентный характер излучения. Сверхизлучение характеризуется несколькими специфическими особенностями. Во-первых, существует задержка между начальным установлением инверсной населенности и появлением сверхизлучения. Это время задержки соответствует времени, требуемому системе для установления корреляции между атомами (или двухуровневыми системами).
Далее, сверхизлучение должно иметь вид импульса, поскольку излучение прекращается, когда излучается вся запасенная в системе энергия. Наконец, из-за значительно большей скорости излучения (пропорциональной Л~ вместо )у) эффективное время излучения системы становится во много раз короче (пропорционально т/М). Установление корреляции между атомами посредством излучения можно представить себе следующим образом.
Излучение атома может индуцировать колебание диполя в соседних атомах. Эти индуцированные диполи в свою очередь создают поле отклика, действующее на первоначальный атом и влияющее на его излучение. Сверхизлучение впервые наблюдалось в магнитном резонансе Бломбергеном и Паундом [27). В оптике этот эффект был наблюдая Скрибановичем с сотрудниками [28) и был позднее более тщательно и всесторонне исследован Гиббсом с сотрудниками [29]. Оптическое сверхизлучение в действителвности оказывается более сложным, чем это описано выше. Размеры образца всегда намного больше длины волны, поэтому нужно учитывать эффекты распространения. Кроме того, поперечное распределение интенсивности пучка также влияет на сигнал и затрудняет его анализ.
Угловое распределение оптического сверхизлучения определяется геометрией активной среды. В случае когда среда имеет форму длинного цилиндра, сигнал появляется главным образом в прямом и обратном направлениях с равной интенсивностью. Это схематически показано на рис. 2хЛ6. На том же рисунке показано изменение во времени возбуждения, некогерентного сигнала и импульса сверхизлучения, экспериментально наблюдавшееся в НР Схрибаковичем и др.[28]. Для объяснения экспериментальных результатов Скрибаиовпч и др. [28, 30) использовали классическую теорию излучения в предположении, что флуктуации поляризации могут вызвать пер'воначальное отклонение псевдодиполя на угол 6„ как показано на рис.
2$Л5. Картина сверхизлучения с учетом аффектов распространения рассчитывалась путем решения уравнения (2$Л5) совместно с уравнениями Блоха (21.9). Согласие между теорией и экспериментом, однако, было ограничено сложностями реального эксперимента и упрощениями, использованными в теоретических расчетах. Бонифацио и Лугиато [ЗЦ теоретически рассмотрели явление сверхизлучения с чисто квантовомеханической точки зрения с использованием приближения среднего поля и строго установили ус- ловия его возникновения. Однако они пренебрегли эффектами распространения, а следовательно, и пространственным изменением огибающей импульса.
Глаубер и Хааке 132), а также Полдер с сотрудниками ~33] позднее создали более строгую теорию суперфлуоресценции, включающую эффекты распространения. В их теориях содержится количественный анализ квантовых флуктуаций и инициирования Д ландо нна нанднблннносмн зн и 1 з,е 1б з,е Рис. 21.16. Измеиевие во времеви: а — возбуждающего импульса, вызывающего почти волную инверсию иеселевиостей двух соседних вращательных уровней состояния и = 1 молекул НР; б — слоитаяиого излучения; в — когереитиого излучения. Нз врезках воказзвы диаграммы изиревлеииости излучеиии в елу- чаихбин1Щ суперфлуоресценции. Единственное ограничение этих теорий заключается в том, что они являются одномерными и не учитывают поперечного иаменения амплитуды и поляризации поля. Можно представить себе, что квантовые флуктуации и спонтанное излучение устанавливают начальный угол наклона 8, псевдодиполя, а затем сверхнзлучение устанавливается классическим образом.
Величина 8, определяет время задержки 1о между начальным установлением полной инверсии населенностей и пиком импульса сверхизлучения. Ббльшая величина 8, приводит к болев короткому времени 1 . Величина 8„ а значит, и 1 должны флуктуировать, так как они определяются квантовыми флуктуациями. Среднее значение 8, отражает среднюю величину квантовых флуктуаций.
Это время обратно пропорционально ТУ, поскольку в более плотной среде корреляция между атомами устанавливается более легко и необходима меньшая величина 8, для перехода от квантового к классическому режиму излучения. Средняя величина 8е может быть измерена экспериментально с помощью инжектиро- 389 вания в образец импульса площадью 6 = ) (7/В) юг)1 [34). Если 6 ( О„то инжекция ничего не изменит, так как иннциировапие сверхизлучения по-прежнему определяется квантовыми флук".уациями в среде. Если 6) О„то инжектнрованный импульс помогает в инициировании сверхизлучения, и время задержки 1о сокращается. Эксперимент, выполненный с парами Сз плотностью У 2 40а см-, дал среднее значение Оо 5 10 а рад [34). При теоретическом расчете сверхизлучения обычно делается ряд упрощений, поэтому для количественной проверки теорий эксперименты должны ставиться таким образом, чтобы как можно ближе соблюсти условия, использованные в теории.
Гиббс с сотрудниками выполнили такой эксперимент, используя в качестве образца пары цезия [29). Оптическая ннкачка с уровня 6'Я„, па уровень 7'Рви с помощью лазерного импульса длительностью 2 нс приводила к почти полной инверсии населенностей между уровнями 7*Рви и '7*Ямы Магнитное поле напряженностью 2,8 кЭ снимало вырождение этого перехода и превращало инвертированную атомную систему в хорошую эффективную двухуровневую систему. Плотность атомных паров и длина образца выбирались из соображений обеспечекия необходимого разделения характерных времен для ясного наблюдения сверхизлучения.
В этом случае экспериментальные результаты действительно показали довольно хорошее согласие с теоретическими предсказаниями о). детали экспериментов и соответствующих теорий можно найти в обзорных статьях 1351 ээ). «) Д. Хайвэев и др. [Пе1лгеи Р. Х., Тдотав 1. П., РеЫ М. 8. р Р)гуа. Веч. Ьоп.— 1985. Ч. 54. Р. 677) выполнили эксперимовт по ваблюдоввю сверхвэлучовия в парах рубидия.
В результате была выявлена роль простравствеиных эффектов в сворхиэлучоиии, связанных с поперечным распределением ивтевсиаиости лаэвриого пучка. Наблюдавшееся в эксперименте эаковомервосги в развитии сверхвэлучовия хорошо согласуются с предсказаниями теории. (Примеч. перев.) эо) В ведаэиой работе Р. Бойда и др. фМа1гип М. Я., Мая1 1. У., 81юыо П. рч Ворд П. )У. 'Ргапвпоп Ргош Ворог(1погоасовсо 1о Ашр)(йоб Бропгапэоиэ ЕшЬ- а1оп / Рйуэ. Воч.
Ьогь — 1967. Ч. 59. Р. 1189) сообщается об элогавтвом эксперимовто, в котором сворхиэлучеиие удалось наблюдать в твердом теле. Изменяя шарипу линии путем изменения температуры, авторы смогли четко проследить переход от режима сворхиэлучевия к иокогоревтвому режиму усилеипого споптавиого излучения. (Примеч. род.) Глава 22 СИЛЬНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ СВЕТА С АТОМАМИ Под сильными вааимодействиями света с атомами обычно понимают случаи, когда свет и вещество образуют сильно связанное образование и обычные представления, основанные на теории возмущений, более не справедливы. Материальная система может сильно изменить свои свойства не только из-за вызванного светом пере-' раопределения населенностей, но и вследствие индуцированных светом изменений энергии уровней и собственных функций. Таким образом, речь идет о важном 'разделе нелинейной оптики, представляющем значительный интерес как с теоретической, так и с практической точек зрения.
В этой главе мы рассмотрим только случай сильного взаимодействия света с атомами, которые в условиях резонансного возбуждения можно рассматривать как простые системы, имеющие всего несколько дискретных уровней. Частично зтя проблема была рассмотрена в гл. $3 в качестве основы некоторых методов нелинейной спектросшпии высокого разрешения. 22Л Общие положения По определению, сильное взаимодействие света с веществом происходит, когда взаимодействие настолько велико, что его нельзя рассматривать как малое возмущение. Как следует из микроскопического расчета (гл. 2), это происходит, когда матричные элемен.- ты гамильтониана 1Я„~„„, оказываются сравнимыми или превосходят по величине частотный множитель в знаменателе й!в— 0>звг + 1Гпп'~, Где Π— частота лазера,юлв' резонансная частота перехода, а Г„„.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
