Численно решена задача о переносе линейчатого излучения в парах натрия при фотовозбуждении лазерным излучением резонансной линии с длиной волны λ = 589.6 nm.Влияние допплеровских сдвигов частоты на когерентное в системе отсчета атома излучение фотонов при формировании контура эмиссионной линии учитывалось, используя модель частичного перераспределения по частотам.Для малой оптической толщины среды τ 0 ≤ 1 допплеровское перераспределение по частотам в лабораторной системе отсчета дает более высокие значения интенсивности в ядре эмиссионного контура по сравнению с моделью полного частотного перераспределения.Для оптически плотной среды тепловое движение атомов приводит к усилению реабсорбции в ядре линии излучения, а в крыльях линии интенсивность усиливается по сравнению с моделью полного перераспределения.Зависимость фактора пленения Холстейна от оптической толщины ближе к аналитической зависимости, чем модель полного перераспределения.Это объясняется тем, что частоты излученных фотонов в лабораторной системе отсчета попадают в ядро спектрального контура, что усиливает эффекты резонансного пленения излучения в плотной среде.
Численно решена задача о переносе линейчатого излучения в парах натрия при фотовозбуждении лазерным излучением резонансной линии с длиной волны λ = 589.6 nm.Влияние допплеровских сдвигов частоты на когерентное в системе отсчета атома излучение фотонов при формировании контура эмиссионной линии учитывалось, используя модель частичного перераспределения по частотам.Для малой оптической толщины среды τ 0 ≤ 1 допплеровское перераспределение по частотам в лабораторной системе отсчета дает более высокие значения интенсивности в ядре эмиссионного контура по сравнению с моделью полного частотного перераспределения.Для оптически плотной среды тепловое движение атомов приводит к усилению реабсорбции в ядре линии излучения, а в крыльях линии интенсивность усиливается по сравнению с моделью полного перераспределения.Зависимость фактора пленения Холстейна от оптической толщины ближе к аналитической зависимости, чем модель полного перераспределения.Это объясняется тем, что частоты излученных фотонов в лабораторной системе отсчета попадают в ядро спектрального контура, что усиливает эффекты резонансного пленения излучения в плотной среде.
Приведены вывод и численное решение системы уравнений диффузии для компонент матрицы плотности Λ-атома, взаимодействующего с бихроматическим лазерным излучением при наличии буферного газа. В ходе вывода проведено расцепление цепочки Боголюбова и определен вид интеграла столкновений, в котором учитывались частые упругие столкновения и более медленные спин-обменные взаимодействия. Определены поправки первого и второго порядков малости к одночастичной матрице плотности, приводящие к отклонению распределения активных атомов по импульсам от равновесного (максвелловского). Проведено усреднение квантовых кинетических уравнений по импульсам активного атома и выполнен переход к представлению вращающейся волны. В выражениях для потоков компонент матрицы плотности присутствуют слагаемые, обусловленные пространственной неоднородностью системы, и слагаемые, возникающие из-за эффекта светоиндуцированного дрейфа. Исходя из численного решения системы для случаев одномерного и двумерного движения атомов установлено, что граничные эффекты оказывают существенное влияние на характеристики резонанса когерентного пленения населенностей и их роль возрастает при уменьшении размеров газовой ячейки. Определено, что существует область значений радиусов гауссова пучка, при которых параметр качества резонанса когерентного пленения населенностей (отношения амплитуды резонанса к его ширине) перестает зависеть от диаметра луча накачки. Показано, что для ячеек малых размеров существует концентрация буферных атомов, при которой параметр качества резонанса достигает максимального значения.
Объект исследования — трёхуровневая атомная система. Цель работы — cоздать математическую модель взаимодействия лазерного излучения с оптически плотной средой трёхуровневых атомов. В результате исследования разработана и численно реализована математическая модель, описывающая динамику взаимодействия когерентного лазерного излучения с ансамблем трёхуровневых атомов в условиях оптически плотной среды. Модель основана на решении системы уравнений для элементов матрицы плотности совместно с уравнениями Максвелла для медленно меняющихся амплитуд взаимодействующих полей. Получены зависимости пространственно-временной эволюции интенсивности зондирующего импульса и населённостей энергетических уровней атомов при различных параметрах системы, таких как начальные интенсивности и длительности импульсов, отстройки частот от резонанса и оптическая толщина среды. Проанализировано влияние этих параметров на эффективность взаимодействия и формирование когерентных эффектов, таких как электромагнитно-индуцированная прозрачность и когерентное пленение населенностей. Применялись информационно-коммуникационные технологии для численного моделирования и анализа полученных данных. Использованы прикладные программы: MATLAB, язык программирования Python с библиотеками SciPy, NumPy для решения системы дифференциальных уравнений и визуализации результатов. Проведен поиск информации в глобальных компьютерных сетях для анализа существующих теоретических моделей и экспериментальных данных.
Цель работы – исследование новых физических эффектов, возникающих при взаимодействии двухчастотного лазерного излучения с квантовыми системами (атомами) при различных условиях взаимодействия со стенками ячейки. Объект исследования – щелочные атомы, находящиеся в ячейках конечного размера с антирелаксационным стеночным покрытием. В настоящей работе показано, что тепловое движение атомов в ограниченном объеме существенно влияет на динамику населенностей в Λ-схеме при двухфотонном резонансе. Система асимметрична относительно перестановки частот Раби каналов возбуждения: населенность возбужденного состояния зависит от их соотношения. Обнаружена инверсия населенности между основными состояниями сверхтонкой структуры при одинаковых интенсивностях возбуждающих полей. Определены области значений частот Раби, скоростей атомов, двухфотонных отстроек и ширины лазерного спектра, где эффекты (асимметрия, инверсия) максимальны. Учет выявленных эффектов при учете движения атомов обязателен для точности приложений КПН (атомные часы, сенсоры) в микроячейках с антирелаксационным покрытием. Применено программное обеспечение: Wolfram Mathematica.
В рамках фурье-анализа были исследованы световые сдвиги резонансов когерентного пленения населенностей в периодически модулированном лазерном поле, когда частота модуляции варьируется вблизи дробной частоты сверхтонкого расщепления в основном состоянии атомов Δ/ (где = 1, 2, 3, ...). Такой тип модуляции обычно имеет место в малогабаритных часах с полупроводниковым лазером, когда ток инжекции гармонически модулирован на частоте , либо при использовании электрооптического или акустооптического модулятора. При этом формируется полихроматическое эквидистантное излучение, в котором имеются только две частотные компоненты, наиболее резонансные рабочим оптическим переходам в атоме, в то время как все остальные частотные компоненты являются относительно нерезонансными. На основе точных численных расчетов мы показали, что широко распространенная точка зрения, согласно которой сдвиг резонанса когерентного пленения населенностей определяется обычным квадратичным штарковским сдвигом нижних атомных уровней, является, в общем случае, существенно некорректной. Это обусловлено тем, что в общем случае дополнительный вклад в световой сдвиг резонанса когерентного пленения населенностей, обусловленный биениями (на частоте Δ) между различными нерезонансными частотными компонентами, может быть сопоставим (или даже доминировать) по отношению к величине стандартного штарковского сдвига. Более того, эти биения являются фазовочувствительными. Поэтому даже наличие детальной информации о спектральном составе модулированного излучения (например, с помощью спектр-анализатора) не является достаточным для определения светового сдвига резонанса когерентного пленения населенностей.
Рассмотрено неупругое рассеяние фотона связанным электроном водородоподобного атома с получением выражения сечения этого процесса, который может происходить как без, так и с изменением энергии фотона за счет атомных переходов. В рамках стандартной диаграммной техники с пропагатором свободного электрона получены общие выражения для амплитуды и сечения процесса. Приводится аргументация правомочности использования этого представления пропагатора при расчете амплитуды в поле ядра. Как сопутствующий результат, в основном приближении по малому «атомному» параметру разложения (Zα) << 1, α = e² / ћc, найдено также выражение матрицы плотности электрона в поле ядра. Показано, что в реальной ситуации при температурах Т << mₑ равновесного поля излучения этим процессом можно пренебречь по сравнению со спонтанным излучением водородоподобного атома, несмотря на меньшую степень параметра (Zα) в его амплитуде. Насколько нам известно, в такой постановке этот достаточно важный вопрос в литературе не обсуждался.
Рассмотрен процесс двухфотонного излучения (Ze)* → (Ze) + 2γ водородоподобного атома c учетом спиновых состояний электрона и поляризации фотонов, что ранее не принималось во внимание. Получено общее выражение для вероятности процесса в единицу времени для различных состояний поляризации фотонов с формулировкой «жестких» и «мягких» правил отбора по квантовым числам m, l. Показано, что в силу установленной специфики свойств процесса двухфотонного излучения (отсутствие эффекта Зеемана, зависимость вероятности от состояний поляризации фотонов) он в принципе может быть идентифицирован на фоне однофотонного (Ze)* → (Ze) + γ, несмотря на наличие дополнительных малых факторов: 1) α = e²/ћc ≈ 1/137 теории возмущений по e и 2) квадрата «атомного» параметра разложения (Zα)² в выражении вероятности.