xi. zpomalen é a zasta vené světlo
DESCRIPTION
F4110 Kvantová fyzika atomárních soustav letní semestr 2007 - 2008. XI. Zpomalen é a zasta vené světlo. KOTLÁŘSKÁ 7. KVĚTNA 2008. Úvodem. 1999. historicky první, ale naprosto typický výsledek experimentu. 1999. sodíková D -čára. 1999. obálka pulsu na vstupu. sodíková D -čára. - PowerPoint PPT PresentationTRANSCRIPT
XI. Zpomalené a zastavené
světlo
KOTLÁŘSKÁ 7. KVĚTNA 2008
F4110 Kvantová fyzika atomárních soustav
letní semestr 2007 - 2008
8
16
6
G sm5.32s 1005.7
m 10229
v
obálka pulsu na výstupu
sodíkováD-čára
obálka pulsu na vstupu
BEC ???
10
Vývoj 1999 – 2004
1999
2000
2001
2002
2003
2004
atomová páraT 0
zpomalení atomová pára
T R.T.zpomalení
11
Vývoj 1999 – 2004
1999
2000
2001
2002
2003
2004
atomová páraT 0
zpomalení atomová pára
T R.T.zpomalení
zastavení zastavení
12
Vývoj 1999 – 2004
1999
2000
2001
2002
2003
2004
atomová páraT 0
zpomalení atomová pára
T R.T.zpomalení
krystal s def.T R.T.
zpomalení
zastavení zastavení
zastavení
krystal s def.T 5 K
zpomalení &
13
Vývoj 1999 – 2004
1999
2000
2001
2002
2003
2004
atomová páraT 0
zpomalení atomová pára
T R.T.zpomalení
krystal s def.T R.T.
zpomalení
nové principy
(makro-skopické jevy)
zastavení zastavení
zastavení
krystal s def.T 5 K
zpomalení &
pomalé světlo a BEC
14
Vývoj 1999 – 2004
1999
2000
2001
2002
2003
2004
atomová páraT 0
zpomalení atomová pára
T R.T.zpomalení
krystal s def.T R.T.
zpomalení
nové principy
(makro-skopické jevy)
dnes nediskutujeme
zastavení zastavení
zastavení
krystal s def.T 5 K
zpomalení &
pomalé světlo a BEC
"PLYN" TÉMĚŘ NEZÁVISLÝCH ATOMŮ V KOHERENTNÍ INTERAKCI SE SVĚTLEM
15
Zpomalené a zastavené světlo v řídkých atomárních soustavách
... dnešní téma
Makroskopický popis zpomalení i úplné zastavení světla ... malá grupová rychlost podmínka: vysoká disperse a malá absorpce kolem nosné frekvence pulsu
Možnosti: na základě jevů kvantové koherence světla a hmotné soustavy Elektromagneticky Indukovaná Transparence -- EIT ... navrhováno dávno v teoretické kvantové optice – 1969 koherentní oscilace obsazení hladin ... teoreticky objeveno a zkoumáno od r. 1981
Realisace: počínajíc rokem 1999, stále v rozvoji
gv
v experimentální oblasti v teoretické oblasti
laserová spektroskopie vysokého rozlišení kvantová optika
volba, příprava a ovládání atomárních systémů atomová fysika
AKT I. ZPOMALENÉ SVĚTLO
pohled makroskopické fysiky pohled kvantové optiky pohled atomové fysiky a konkrétní experimenty
Pohled makroskopické fysiky
puls jako vlnové klubko v dispergujícím prostředí výrazy pro grupovou rychlost
makroskopická elektrodynamika hmotných prostředí Maxwellovy rovnice, materiálový vztah, elmg. vlny
komplexní index lomu, Kramers-Kronigovy relace podmínky pro zpomalení a zastavení světla
18
Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí
rovinná monochromatická vlna
fázová rychlost vlny o frekvenci
index lomu
(Moivre ).
fv f/ vcn
sinicosei
f á z e
cxnti
cxnt
vxttxu
/expRe
/cos
/cos, f
19
Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí
rovinná monochromatická vlna
fázová rychlost vlny o frekvenci
index lomu
(Moivre ).
bezdispersní prostředí
cxnti
cxnt
vxttxu
/expRe
/cos
/cos, f
fv f/ vcn
sinicosei
f á z e
1
f
n
cv
20
Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci vlnové klubko
lineární superposice rovinných vln
fáze do lineární aproximace podle
cxntiAtxu /exp2
d,
cx
ncxntcxntcxnt /
d
d///
21
Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci vlnové klubko
lineární superposice rovinných vln
fáze do lineární aproximace podle
grupový index lomu
cxntiAtxu /exp2
d,
cx
ncxntcxntcxnt /
d
d///
d
dg
nnn
22
Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci vlnové klubko
nosná vlna obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost
index lomu grupový index lomu
1 n 4 ??????
d
dg
nnn
gf
g
//exp,
/exp2
d/exp,
vxtAvxtitxu
cxntiAcxntitxu
ncv /f gg / ncv
n
23
Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci vlnové klubko
nosná vlna obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost
index lomu grupový index lomu
1 n 4 ?????? rozhodující je disperse indexu lomu
d
dg
nnn
gf
g
//exp,
/exp2
d/exp,
vxtAvxtitxu
cxntiAcxntitxu
ncv /f gg / ncv
n
24
Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí III.
souřadnice x souřadnice x
čas t
čas t
v bezdispersním prostředí se fáze a obálka pulsupohybují společně,
vf = vg
v dispersivním prostředí fáze předbíhá obálku pulsunízké frekvence -- vysoké,
vf > vg
25
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
t
ttttt ',''d, 0 rErP
26
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
dynamické
rovnice
okrajové podmínky
t
ttttt ',''d, 0 rErP
27
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
dynamické
rovnice
okrajové podmínky
posunutí vakua polní
komponentainduk. polarisace hmotná
komponenta
t
ttttt ',''d, 0 rErP
28
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
dynamické
rovnice
okrajové podmínky
posunutí vakua polní
komponentainduk. polarisace hmotná
komponenta
t
ttttt ',''d, 0 rErP
29
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
dynamické
rovnice
okrajové podmínky
posunutí vakua polní
komponentainduk. polarisace hmotná
komponenta
t
ttttt ',''d, 0 rErP t
30
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
dynamické
rovnice
okrajové podmínky
posunutí vakua polní
komponentainduk. polarisace hmotná
komponenta
t
ttttt ',''d, 0 rErP
31
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
dynamické
rovnice
okrajové podmínky
posunutí vakua polní
komponentainduk. polarisace hmotná
komponenta
t
ttttt ',''d, 0 rErP
32
FYSIKA
Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka)
odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální
funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet
22
PED
0B
0D
DB
BE
0
0
div
div
rot
rot
dynamické
rovnice
okrajové podmínky
posunutí vakua polní
komponentainduk. polarisace hmotná
komponenta
t
ttttt ',''d, 0 rErP
33
Materiálový vztah a komplexní index lomu N
materiálový vztah
dosadíme zkusmo rovinnou vlnu,
Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny,
komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy
Maxw. r. podmínka řešitelnosti
t
ttttt ',''d, 0 rErP
cxti /exp NAE
komplexní index lomu
tt ,, 0 rErP
0
'exp''d titt
r
2
2 1
N
N
34
Materiálový vztah a komplexní index lomu N
materiálový vztah
dosadíme zkusmo rovinnou vlnu,
Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny,
komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy
Maxw. r. podmínka řešitelnosti
t
ttttt ',''d, 0 rErP
cxti /exp NAE
komplexní index lomu
tt ,, 0 rErP
0
'exp''d titt
r
2
2 1
N
N
komplexní permitivita
35Maxwellův vztah
Materiálový vztah a komplexní index lomu N
materiálový vztah
dosadíme zkusmo rovinnou vlnu,
Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny,
komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy
Maxw. r. podmínka řešitelnosti
t
ttttt ',''d, 0 rErP
cxti /exp NAE
komplexní index lomu
tt ,, 0 rErP
0
'exp''d titt
r
2
2 1
N
N
komplexní permitivita
36
Kramers-Kronigova relace
(útlum/absorpce vlny)
komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficient
Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé
K-K relace je integrální transformace
kin N
022
d2
1
kn
0
expd"i' titt jedna
reálná funkce
dvě
37
Kramers-Kronigova relace
(útlum/absorpce vlny)
komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficient
Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace
„Bez absorpce není disperse“
kin N
022
d2
1
kn
38
Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k
(útlum/absorpce vlny)
komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficient
Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace
„Bez absorpce není disperse“
ale jádro integrálu je
silně singulární pro =
kin N
022
d2
1
kn
39
Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k
(útlum/absorpce vlny)komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficientKramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace
„Bez absorpce není disperse“
ale jádro integrálu je silně singulární pro = lokální vztahy
k() maximum minimum vzestup pokles
n() pokles vzestup maximum minimum
kin N
022
d2
1
kn
40
K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Výchozí model:
= 5, p = .9 , = 0,5
Dvě Lorentzovy linie
i
pi
00
1N
41
K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Výchozí model:
= 5, p = .9 , = 0,5
Dvě Lorentzovy linie
i
pi
00
1N+
modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální
42
K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Výchozí model:
= 5, p = .9 , = 0,5
Dvě Lorentzovy linie
i
pi
00
1N+ -
modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu
43
K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Výchozí model:
= 5, p = .9 , = 0,5
Dvě Lorentzovy linie
i
pi
00
1N+ -
modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k
44
K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Výchozí model:
= 5, p = .9 , = 0,5
Dvě Lorentzovy linie
i
pi
00
1N+ -
modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý)
... zpomalený netlumený
45
K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Výchozí model:
= 5, p = .9 , = 0,5
Dvě Lorentzovy linie
i
pi
00
1N+ -
modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý)
... zpomalený netlumený kde hledat ??? aktivní prostředí buzené pomocným laserem
46
K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Výchozí model:
= 5, p = .9 , = 0,5
Dvě Lorentzovy linie
i
pi
00
1N+ -
modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý)
... zpomalený netlumený kde hledat ??? aktivní prostředí buzené pomocným laserem
HLUBŠÍ VÝZNAMkoherentní procesy v aktivním (otevřeném)
prostředí
Pohled kvantové optiky
zředěný oblak dvouhladinových "atomů" atomová polarisovatelnost, komplexní index lomu
zředěný oblak tříhladinových "atomů" (-systém) kvantové provázání hladin, temné stavy, EIT a dál
výsledný komplexní index lomu reálné podmínky pro zpomalení a zastavení světla
49
Optická odezva dvouhladinového atomu
1
3
P
3
základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života)
50
Optická odezva dvouhladinového atomu
1
3
P
3
základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života)
rozladěníresonanční frekvenceP ... "probe", měřicí sondaproměnná frekvence P- laseru
51
Optická odezva dvouhladinového atomu
1
3
P
3
základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života)
rozladěníresonanční frekvenceP ... "probe", měřicí sondaproměnná frekvence P- laseru
kvantová Lorentzova resonance
atomová susceptibilita:
3
2
131
3P
2
131
0
ii
Bohrova resonanční podmínka
šířka optické linie
oscilátorová mohutnost
53
Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
- systém atomových hladin
1 ... základní obsazený stav
2 ... nižší ze dvou excitovaných stavů
prázdný, přechod 1 2 zakázaný
3 ... vyšší excit. stav, konečná šířka
přechody 1 3, 2 3 dovolené
naladěná frekvence Probe laseru
naladěná frekvence Coupling laseru
C
1
2
3
P
3
C
P
54
Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
- systém atomových hladin
1 ... základní obsazený stav
2 ... nižší ze dvou excitovaných stavů
prázdný, přechod 1 2 zakázaný
3 ... vyšší excit. stav, konečná šířka
přechody 1 3, 2 3 dovolené
naladěná frekvence Probe laseru
naladěná frekvence Coupling laseru
Velmi produktivní systém v kvantové optice
Zde jen EIT
Elektromagneticky Indukovaná Transparence
C
1
2
3
P
3
C
P
55
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
1. C-laser naladěný přesně na
intensivní Rabiho frekvence
kvantové provázání prázdných stavů 2,3
Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
C
1
2
3
P
3
C
1C 23 C E
56
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
1. C-laser naladěný přesně na
intensivní Rabiho frekvence
kvantové provázání prázdných stavů 2,3
Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
C
1
2
3
P
3
C
1C 23 C E
V přítomnosti elektrického pole laseru
jsou stavy dvouhladinového podsystému 2,3 nestacionární:
( ) cosC Ct tE E
3 2 2 3
2 22 23 2
1 12 2
( ) 3 ( ) 2 , ( ) 3 ( ) 2
( ) cos , ( ) sin
t t
C C
c t c t c t c t
c t t c t t
57
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
1. C-laser naladěný přesně na
intensivní Rabiho frekvence
kvantové provázání prázdných stavů 2,3
Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
C
1
2
3
P
3
C
1C 23 C E
V přítomnosti elektrického pole laseru
jsou stavy dvouhladinového podsystému 2,3 nestacionární:
( ) cosC Ct tE E
3 2 2 3
2 22 23 2
1 12 2
( ) 3 ( ) 2 , ( ) 3 ( ) 2
( ) cos , ( ) sin
t t
C C
c t c t c t c t
c t t c t t
Záleží na intensitě C
laseru
58
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
1. C-laser naladěný přesně na
intensivní Rabiho frekvence
kvantové provázání prázdných stavů 2,3
Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
C
1
2
3
P
3
C
1C 23 C E
V přítomnosti elektrického pole laseru
jsou stavy dvouhladinového podsystému 2,3 nestacionární:
( ) cosC Ct tE E
3 2 2 3
2 22 23 2
1 12 2
( ) 3 ( ) 2 , ( ) 3 ( ) 2
( ) cos , ( ) sin
t t
C C
c t c t c t c t
c t t c t t
Záleží na intensitě C
laseru
Přelévání s Rabiho
frekvencí 1
2 1 cos Ct
59
Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
1. C-laser naladěný přesně na
intensivní Rabiho frekvence
kvantové provázání prázdných stavů 2,3
2. P-laser naladěný přesně na
nevybudí optické přechody 1 3.
temné stavy EIT ... P svazek prochází
3. Při rozladění
pravděpodobnost přechodu strmě roste
úzké okno průzračnosti
velká positivní disperse indexu lomu
C
1
2
3
P
3
C
P
= - P 0
1C 23 C E
60
Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
atomová susceptibilita (lineární)
pro P svazek
v přítomnosti C svazku
C
1
2
3
P
3
= - P
4
2C
3
2
131
0
i
1C 23 C E
61
Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
atomová susceptibilita (lineární)
pro P svazek
v přítomnosti C svazku
C
1
2
3
P
3
= - P
4
2C
3
2
131
0
i
návrat k dvouhladině
1C 23 C E
62
Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná
Transparence
atomová susceptibilita (lineární)
pro P svazek
v přítomnosti C svazku
C
1
2
3
P
3
= - P
4
2C
3
2
131
0
i
1C 23 C E
63
Optické konstanty prostředí při EIT
zředěný plyn ... malá hustota částic relativní permitivita podmínka
komplexní index lomu
C laser odpojen ("dvouhladina")
C laser zapojen EIT
grupová rychlost
1r
1
21
r 1N
cc
vn
2
13P
2C0
g2d
d
64
Optické konstanty prostředí při EIT
zředěný plyn ... malá hustota částic relativní permitivita podmínka
komplexní index lomu
C laser odpojen ("dvouhladina")
C laser zapojen EIT
grupová rychlost
1r
1
21
r 1N
cc
vn
2
13P
2C0
g2d
d
Pohled atomové fysiky a experimenty páry atomů alkalických kovů za nízkých teplot
výběr -systému pro grupovou rychlost
páry atomů alkalických kovů za pokojových teplot potlačení Dopplerova jevu
ionty vzácných zemin využití jevu "spectral hole burning" ionty přechodových kovů (chrom v rubínu) koherentní oscilace obsazení hladin
66
EIT – objev a první pokusy
teoretická práce – S.E. Harris 1969
experiment – S.E. Harris 1991
poprvé v parách alk. kovu
shoda s teorií
snížení absorpce 200 milion krát
76
Pomalé světlo v horkých parách rubidia
Fysikální problém:tepelný pohyb atomů
Dopplerův jevPosun frekvencí
při nízkých teplotáchtento problém nevzniká
TERMCCC
TERMPPP
vq
vq
77
Pomalé světlo v horkých parách rubidia
Fysikální problém:tepelný pohyb atomů
Dopplerův jevPosun frekvencí
při nízkých teplotáchtento problém nevzniká
TERMCCC
TERMPPP
vq
vq
nehomogenní rozšíření
spektrálních čar
78
Pomalé světlo v horkých parách rubidia
Fysikální problém:tepelný pohyb atomů
Dopplerův jevPosun frekvencí
řešeníDopplerův posuv stejný pro oba
svazkypři společném působení se posuvy
kompensují
TERMCCC
TERMPPP
vq
vq
79
Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
hyperjemná rozštěpení řádu MHz
při optických frekvencích řádu 1015 Hz
problém:nehomogenní šířka
řádu GHz
80
Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
hyperjemná rozštěpení řádu MHz
při optických frekvencích řádu 1015 Hz
problém:nehomogenní šířka
řádu GHz
82
Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT
83
Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT
84
Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT
86
Zpomalené světlo v rubínu
rubín – Cr:Al2O3
při pokojové teplotě
koherentní oscilace obsazení
jednoduché zařízení
87
Zpomalené světlo v rubínu
výsledky srovnatelné se zředěnými atomovými paramijsou však dosud ve vývoji
89
Jak se dá zastavit světlo ???
Tyto úvahy navázaly na zpomalení světla, byly však mnohem hlubší Zpomalený puls se prostorově smrští v poměru
Příklad: puls trvá dobu je dlouhý ve vakuu při 30 m/s měří jen
2 s 600m 20 m
Může se celý vejít do EIT aktivního prostředí a dlouho tam pobýt
Během této doby je možno jeho rychlost řídit regulací výkonu C-laseru, dá se i "zastavit"
Otázka: je možná jeho rekuperace a opětné rozběhnutí?
To by dávalo možnost nejenom zpožďování, ale i ukládání světelného pulsu do paměti
Od statického k dynamickému EIT
gg /1/ ncv
90
Jak se dá zastavit světlo ???d
isperse
extinkce
frekvence
intensitaC-laseru
frekvence
cv
2
13P
2C0
g2
91
Jak se dá zastavit světlo ???d
isperse
extinkce
frekvence
intensitaC-laseru
frekvence
cv
2
13P
2C0
g2
92
Jak se dá zastavit světlo ???d
isperse
extinkce
frekvence
intensitaC-laseru
frekvence
cv
2
13P
2C0
g2
# necháme puls celý vstoupit do látky# vypínáním C-laseru
snižujemegrupovou rychlost
až k nule# co se však stane po opětovném zapnutí ???
101
Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou
EIT Možné stavy atomů
|1 + P - světlo
|2 - hmotná excitace
(stav |3 je virtuální a prostřednictvím
C - fotonu oba koherentně propojí)
102
Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou
EIT Možné stavy atomů
|1 + P - světlo
|2 - hmotná excitace
(stav |3 je virtuální a prostřednictvím
C - fotonu oba koherentně propojí)
RAMAN
103
Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou
EIT Možné stavy atomů
|1 + P - světlo
|2 - hmotná excitace
(stav |3 je virtuální a prostřednictvím
C - fotonu oba koherentně propojí) P – světlo propojí koherentně všechny excit. |2 atomy ...
TEMNÝ POLARITON
|2 1| ... "spin", spinová koherence jako kolektivní excitace v adiabatickém (pomalém) režimu
P – světlo spinová koherence
RAMAN
104
Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Výsledek teorie
Při vypínání C laseru zároveň grupová rychlost klesá k nule hmotná excitace tvoří 100% temného polaritonu Zastavena je tedy koherentní excitace atomového podsystému. Po opětném uvolnění se koherentně a vratně promění zpět na
světlo
2 212 AT const .
cos )| |
C
C
tn
105
Výsledky modelového výpočtu
Vypnutí a znovuzapnutí
C laseru
P puls se zastaví a
znovu rozjede
Světelná komponenta je
po dobu zastavení
téměř nulová
Stojící puls je tvořen téměř
výlučně polarisací
nesenou atomy
106
Výsledky modelového výpočtu
Vypnutí a znovuzapnutí
C laseru
P puls se zastaví a
znovu rozjede
Světelná komponenta je
po dobu zastavení
téměř nulová
Stojící puls je tvořen téměř
výlučně polarisací
nesenou atomy
Shoda s experimentem a jeho fysikální vysvětlení