Фотонное эхо

Содержание

Слайд 2

Однородное и неоднородное уширение линий в спектрах

Имеется две причины ширин наблюдаемых линий

Однородное и неоднородное уширение линий в спектрах Имеется две причины ширин наблюдаемых
в спектрах излучения:
1)Конечное время излучения приводит к лоренцевой форме линии излучения. Такое уширение называется однородным.
2) Разброс частот переходов разных излучателей. Это уширение называется неоднородным. Разброс частот для атомов в газе может быть связан с эффектом Доплера. В твердых телах с различием в окружении излучающего центра. Форма линии может быть гауссовой.

Слайд 3

Динамика поляризации при неоднородном уширении

С хорошей точностью в классическом приближении электронные

Динамика поляризации при неоднородном уширении С хорошей точностью в классическом приближении электронные
переходы можно рассматривать как колебания гармонического осциллятора. Пусть закон изменения поляризации для осциллятора с частотой ω имеет вид:
P(t)=P(0)exp(i ωt-t/T).
По какому закону будет изменяться во времени поляризация системы таких осцилляторов, которые имеют разные частоты?
В этом случае P(t)=P(0)∫exp(i ωt-t/T)g(ω)d ω.
Для простоты предположим, что частоты осцилляторов распределены по Лоренцу, т.е. вероятность найти осциллятор с частотой ω равна g(ω)= δ ω /π{(ω- ω0)2+δ ω2} . Пусть также времена затухания слабо отличаются.
Тогда P(t)=2P(0) δω exp(i ω0t- δ ω t-t/T)/(ω0-i δ ω );
В том случае когда δω>>1/T время затухания поляризации определяется величиной неоднородного уширения.
Для системы где g(ω)~exp{(ω- ω0)2/2(δω)2 }
P(t)~exp(iω0t- (δω)2t2/2-t/T)

Слайд 4

Оптические уравнения Блоха

Рассматриваем двухуровневую систему. Электромагнитное поле описываем классически. Гамильтониан взаимодействия электрона

Оптические уравнения Блоха Рассматриваем двухуровневую систему. Электромагнитное поле описываем классически. Гамильтониан взаимодействия
с электромагнитным полем в электродипольном приближении имеет вид: -dE, d – оператор дипольного момента.
Уравнение для матрицы плотности имеет вид: dρ/dt=[H, ρ]/iћ+ St
Обозначим s1= ρ21+ ρ12=2Re(ρ12)
s2= -i(ρ12- ρ21)=2Im(ρ12)
s3=ρ22-ρ11
Можно проверить, что s12+s22+s32=1. Уравнения движения единичного вектора имеют вид:
ds/dt=[Ω s],
где Ω(-2drE/ ћ, -2diE/ ћ,ω21), ω21=(E2-E1)/ ћ
d12=dr+idi,

Слайд 5

Движение псевдоспина

1. Нет внешнего поля. Прецессия вокруг оси 3 с частотой ω21.

Движение псевдоспина 1. Нет внешнего поля. Прецессия вокруг оси 3 с частотой
s3=const
s1=a cos(ω21t+δ)
s2=a sin(ω21t+δ)
Отметим что дипольный момент равен:
d(t)=drss+dis2 осциллирует с частотой ω21. – причина излучения системы.
2. Если внешнее поле отлично от нуля и E~cos(ωt), тогда удобно перейти во вращающуюся систему координат:

1

2

3

Тогда уравнение приобретает вид:
dρ/dt=[Ω’, ρ],
где Ω’(-2drEcos(ωt)/ ћ -2diEsin(ωt)/ ћ, -2diEcos(ωt)/ ћ +2drEsin(ωt)/ ћ,ω21-ω)

Слайд 6

Приближение «вращающейся волны»

Если считать, что E(t)=E0cos(ωt) тогда выражение компоненты вектора Ω’ можно

Приближение «вращающейся волны» Если считать, что E(t)=E0cos(ωt) тогда выражение компоненты вектора Ω’
представить в виде:
ћΩ’x=-E0dcosϕ-E0dcos(2ωt+ ϕ),
ћ Ω’y=-E0dsinϕ-E0dsin(2ωt+ ϕ),
Ω’z= ω21-ω.
dr=dcos(ϕ)
di=dsin(ϕ)
Вектор Ω’x,|1’>+ Ω’y|2’>
сумма постоянного вектора и вращающегося с частотой 2ωt вектора. Приближение вращающейся волны состоит в отбрасывании вращающегося вектора. Блох и Сигерт показали, что вращающийся вектор приводит к небольшому смещению частоты дипольного перехода: δωBS=(E0d)2/4 ћ2 ω21. Для оптики эта величина как правило, много меньше ω21.

Слайд 7

π - импульсы

Рассмотрим воздействие импульса излучения с ω= ω21 на систему в

π - импульсы Рассмотрим воздействие импульса излучения с ω= ω21 на систему
приближении вращающейся волны. В этом случае прецессия будет идти вокруг вектора, лежащего в плоскости (x,y). Можно выбрать разность фаз состояний так, чтобы di=0. В этом случае Ω’z= Ω’у=0, Ω’x=-. Вектор ρ прецессирует вокруг оси x с частотой E0dr/ћ – частота Раби.
При ∫dt E0dr/ћ=π вектор ρ повернется на π вокруг оси х. Такие импульсы называются π-импульсами.
В том случае, если частота внешнего поля немного не совпадает с частотой, тогда прецессия идет вокруг вектора (E0dr/ћ ,0, ω21-ω) с частотой [(E0dr/ћ)2+(ω21-ω)2]1/2, которая тоже называется частотой Раби.

Слайд 8

Феноменологический учет затухания

Феноменологически затухание колебаний двухуровневой системы вводят следующим образом:
Для компонент

Феноменологический учет затухания Феноменологически затухание колебаний двухуровневой системы вводят следующим образом: Для
1,2 (x,y)
dρ1,2/dt=[Ω’, ρ]12-ρ12/T2, T2 – поперечное время жизни (время фазовой релаксации)
Для компоненты ρ3 :
dρ3/dt=[Ω’, ρ]3-(ρ3- ρ3равн)/T1,, T1 – продольное время жизни (время релаксации населенностей).
В отличие от классического диполя в двухуровневой системе имеется два времени релаксации.

Слайд 9

Открытие спинового эха

1950 E.L.Hahn открыл явление спинового эха.

Открытие спинового эха 1950 E.L.Hahn открыл явление спинового эха.

Слайд 10

Качественное объяснение

Затухание поляризации вследствие неоднородного уширения

1) ϕ(t)=vt+ϕ0, t2) ϕ(t)=v(t-t2)-ϕ(t2), t>t2
или ϕ(t)=v(t-2t2)- ϕ0
ϕ(2t2)=-ϕ0

Качественное объяснение Затухание поляризации вследствие неоднородного уширения 1) ϕ(t)=vt+ϕ0, t 2) ϕ(t)=v(t-t2)-ϕ(t2),
–не зависит от v !

x

y

Слайд 11

Фотонное эхо

1962 г. У.Х. Конвиллем и В.Р. Нагибаров – предсказание фотонного эха
1964

Фотонное эхо 1962 г. У.Х. Конвиллем и В.Р. Нагибаров – предсказание фотонного
г. N.A.Kurnit, I.D.Abella, S.R.Hartman Phys.Rev. Lett. 13,567 – наблюдение фотонного эха в рубине при Т=4.2 К.

Слайд 12

Направленность фотонного эха

В оптике длина образца как правило много больше длины

Направленность фотонного эха В оптике длина образца как правило много больше длины
волны. Поэтому диполи, возбуждаемые плоской волной, имеют разные фазы, если не находятся на фазовом фронте волны. Для вычисления поляризации необходимо усреднять не только по по расстройкам по частоте, но и по положению атомов. Это приводит к следующему выводу (см. Л.Аллен Дж. Эберли «Оптический резонанс и двухуровневые атомы»):
n1+n=2n2
n1- единичный вектор направления распространения π/2 импульса,
n2- единичный вектор направления распространения π импульса,
n- единичный вектор направления распространения эха

ϕ2<<λ/L

Имя файла: Фотонное-эхо.pptx
Количество просмотров: 122
Количество скачиваний: 0