Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Аллен Л. -> "Оптический резонанс и двухуровневые атомы " -> 65

Оптический резонанс и двухуровневые атомы - Аллен Л.

Аллен Л., Эберли Д. Оптический резонанс и двухуровневые атомы . Под редакцией Стрижевского В.Л. — М.: Мир, 1978. — 222 c.
Скачать (прямая ссылка): opticheskiyrezonans1978.djvu
Предыдущая << 1 .. 59 60 61 62 63 64 < 65 > 66 67 68 69 70 71 .. 75 >> Следующая

но фиксированной частоты является гладким и непрерывным Поэтому к окрестности каждой фиксированной частоты имеется много других частот с расстройкой бы, стремящейся к нутго Это означает, что для любой реальной совокупности диполей можно ожидать возврата в исходное фазированное состояние лишь но истечении времени б' -»¦oo.
И тем не voice существует путь который может обеспечить возврат к фазированному состоянию Он заключается в том, чтобы вместо пассивного ожидания крайне маловероятного воз врата в исходное фазированное состояние, попытаться возтеи-ствовать на колебания по истечении некоторого времени і* чтобы обратить процесс расфазнрованпя и тем самым обеспечить неизбежное іюсстановлєнне фазнровкн к мсыенту времени 21 На фиг 9 2 идея такого саособа иллюстрируется на примере из др\ гой области — спортивного состязания бегу нов
По как нейти «течона Максвелла» который выполнял бы применительно к атомным диполям ту же функцию, чго и спортивный г\дьн на фиг 92, подающий команды бег)нам? Эта трудность была преодолена Ханом [2] в !950 г, который открыл ядерное спиновое эхо, первый из резонансных эхо эффектов в физике Фотонное эхо является электродипольным аналогом спи нового эха Фотонное эхо впервые наблюдалось Курни и др [3] в !964 г ').
') Явление светового (фотонного) эха было теоретически предсказано советскими учеными Копвиллеыом и Ингибаровым в 1962 г [15*] физические особенности формирования светового эха по сравнению со еііцноїшм и другие относящиеся сюда вопросы деталі*© обсуждаются, ндермыер, и обзорах \\Ъ*—19*] Современное состолнве теоретических и эксперимент am л(ых птледов BfI и I-J по проблеме светового эха ir перспективам различных сто при-немитії \opouJC отражено с недавно опубликованном обзоре Свмяшеси [19*1 -Прим рее
198
Глава 9
Обратить дефазируемые векторы моментов, показанные на фиг 9 I, таким же образом, как бегунов, невозможно, поскольку направление вращения каждого вектора фиксировано его расстройкой Однако векторы обладают степенью свободы, которой
Фпг 92. Дефэзнрояка и реверсирован г re направления бега на трике с последующим пОССтаповяекиен. когерентноетїі н возникновением «эха» «сходной конфигурации (Phys. Today, ноябрь 1953, обложка }
нет у бегунов: они не привязаны к горизонтальной плоскости. Легко видеть (особенно из рассмотрения стадии 2 частичной де-фазировки на фиг. 9 I), что поворот всех векторов вокруг оси I на 180° приводит к восстановлению фазировки моментов и неизбежно к макроскопической поляризации той же амплитуды, но противоположного знака. Излучение, обусловленное этой вое-
Фотонное эхо !9S
становлеиной поляризацией, естественно, полностью когерентно, поскольку все излучающие диполи находятся в фазе.
Попорот атомных дыпольных моментов на 180° вокруг оси I в принципе легко осуществить. Как вытекает из результатов гл. 3, исходное расположение вдоль оси 2 в стадии а фиг 9 1 должко быть, конечно, также приготовлено посредством поворота векторов Блоха на 90' от их равновесной ориентации вертикально вниз Следовательно, эксперимент с эхо может основываться на последовательном применении л/2- и jt-импульсов В следующем параграфе мы наметим количественное описание дипольного излучения при явлении sxa на основе изложенных здесь простых идей
§ 3 СВОБОДНОЕ ЗАТУХАНИЕ
Из фиг 9),в видно, что удельная поляризация затухает вследствие дефазировки векторов Блоха в поперечной плоскости на протяжении времени, равного T-,. Характер этого затухания
*вдц
XE0
0 t, T
Фиг 9.3. Импульс с площадью
существен для последующего эха Пусть на среду действует импульс с площадью Bi между моментами t = 0 и t = tu как показано на фиг 9.3 Вычислим удельную поляризацию
P(I2) = № \ № g (U') Re {(и + iv) е™-} (9.1)
ДЛЯ ПРОИЗВОЛЬНОГО МОМеНТа Времени I2 >¦ I]
Поперечные компоненты unv векторов Блоха, подверженные сначала действию 0,-импульса в интервале от 0 до Ii и затем свободно затухающие в интервале от ti до h, легко вычисляются в момент t2. Достаточно дважды применить формулу (3 15). На первом этапе считаем, что атомы находятся в основном состоянии. «O = I1Ii=O1 Ki3 = —1 Удобно предположить.
200
ГMian 0
что амплитуда ноля удовлетворяет условию vJ8q > \ff2, так что в хорошем приближении можно полагать хс?и > Д и пренебре гать всеми вкладами во вращение вектора Блоха порядка (Д/хсТс)* и выше На втором этапе рассматриваем свободную прецессию вектора Блоха (початая ^f0 = O) Объединяя оба этапа, полViBeM
(-«(/,) 1 1-COsA(T,-/,)
«(/,) = SlHA(T2-/,)
LtL(Z,) J L О
sin 0,
COSA(Zj-I1) О
sin В,
1
-jj|pSinB| COS?|
-^§-(1 —cos?,) —smO| cosE
; итоге приходим к следующему результату
I!]
Г "(Ml
u-(« J
— cos6,)cosA/,, + sin6,sin№ ,
- COS в|) Sin A/y| — Sin ?| CDS V >і
U
(Э2)
(9 3)
— COS ?|
откуда непосредственно счедует
і'Ui)+ if (/2) = — * sin Єіе'йяе''А , где h\ = U— i\ и параметр s определен соотношением
Поскольку мы пренебрегли слагаемыми порядка (А/веги)2 выше, то (9 5) эквивалентно
(9.6)
S = (X^0P ig\
(9.6)
Величину P(t) в момент I2 можно найти, подставляя (9 4) в (9 I) и проводя интегрирование В газах и во многих твердых телах при низких температурах распределение g(A') является гауссовым Если центр линии поглощения отвечает расстройке А, то
Предыдущая << 1 .. 59 60 61 62 63 64 < 65 > 66 67 68 69 70 71 .. 75 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed