Экспериментальное исследование квантовых интерференционных эффектов в газе возбуждённых атомов и в примесных кристаллах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

На правах рукописи

ГУЩИН Лев Анатольевич

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ КВАНТОВЫХ ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ В ГАЗЕ ВОЗБУЖДЁННЫХ АТОМОВ ИВ ПРИМЕСНЫХ КРИСТАЛЛАХ

01.04.21 - лазерная физика

2 6 СЕН 2013

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Нижний Новгород - 2013

005533700

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институт прикладной физики Российской академии наук (г. Нижний Новгород).

Научный руководитель доктор физико-математических наук

Р. А. Ахмеджанов

(Институт прикладной физики РАН)

Официальные оппоненты доктор физико-математических наук

А. А. Калачев

(Казанский физико-технический институт им. Е. К. Завойского, Казань)

кандидат физико-математических наук Е. В. Радионычев

(Институт прикладной физики РАН)

Ведущая организация Нижегородский государственный

университет им. Н.И. Лобачевского

■защита состоится «14» октября 2013 г. в часов на заседании диссертационного совета Д 002.069.02 при ФГБУН Институт прикладной физики РАН (603950 г. Нижний Новгород, ГСП-120, ул. Ульянова, 46).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИПФ РАН.

Автореферат разослан « (Лу> 13 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

доктор физико-математических наук, л

пР°Фесс°Р ЧШ1 Ю. В. Чугунов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы

Наблюдения эффекта деполяризации резонансной флуоресценции в парах ртути в присутствии внешнего магнитного поля, проведенные Вудом и Эллетом [1] и объясненные Ханле [2] в 1924 г., положили начало истории изучения атомных и ядерных интерференционных и когерентных явлений. Этот эффект, названный в честь Ханле, является прямым следствием зеема-новской когерентности, создаваемой на верхнем возбужденном уровне когерентно поляризованным светом, и может быть объяснен как результат квантовой интерференции амплитуд рассеяния. Такая квантовая интерференция проявляется в виде изменения поляризации рассеянного резонансного излучения при изменении расщепления зеемановских подуровней возбужденного состояния. Интерференционный эффект исчезает, когда зеема-новское расщепление превышает их ширину Г. Эффект Ханле дает очень надежный способ измерения времени жизни возбужденных уровней атомов и молекул. Более общим случаем эффекта Ханле для невырожденных уровней и ненулевых магнитных полей является эффект пересечения уровней. Фактически, эффект Ханле вместе с явлением пересечения уровней длительное время оставались единственными доступными методами бездопле-ровской спектроскопии [3].

На сегодняшний день получили развитие такие атомные когерентные и интерференционные явления, как: самоиндуцированная прозрачность [4]; спиновое [5], фотонное [6] и рамановское [7] эхо; квантовые [8] и Раманов-ские [9] биения; автоионизационные резонансы Фано [10] и т.д.; а также эффекты двойного радиочастотно/микроволново-оптического резонанса: рамановский гетеродинный метод [11], двойной ядерный резонанс фотонного эха [12], двойной резонанс с оптической накачкой [13], двойной когерентный оптический резонанс [14]. Эти эффекты нашли множество приложений в атомной и молекулярной спектроскопии.

В последнее десятилетие привлекают внимание новые интерференционные явления: когерентное пленение населенности (КПН) и электромагнитно индуцированная прозрачность (ЭИП). Эти эффекты были открыты экспериментально в конце 1970-х гг. [15] и теоретически объяснены независимо двумя группами исследователей в конце 80-х [16] - начале 90-х [17] годов. Интерес к ним обусловлен их необычными свойствами и потенциальными приложениями. Такие интерференционные явления возникают в многоуровневых атомных и молекулярных системах при взаимодействии с когерентными электромагнитными полями. Простейшая система, в которой они могут наблюдаться - трехуровневая атомная или молекулярная система (Рис. 1), взаимодействующая с двумя лазерными полями. При этом, переходы (как правило, оптические), управляемые лазерными полями дипольно

разрешены, в то время как третий переход (обычно зеемановский или сверхтонкий) дипольно запрещен. Когда разность частот двух оптических полей совпадает с расщеплением нижних подуровней, возникает такое суперпозиционное состояние нижних подуровней, из которого атомы не возбуждаются на верхний уровень (несмотря на наличие резонансных полей). Такая интерференция может приводить к существенным изменениям оптического отклика системы. В частности, поглощение пробного поля, настроенного в резонанс с каким-либо переходом, может значительно уменьшаться, при этом оптически плотная среда становится прозрачной для пробного поля. Этот эффект получил название электромагнитно индуцированная прозрачность (ЭИП) [18] в силу того, что прозрачность для пробного поля индуцируется другим электромагнитным полем, которое еще называют контрольным или управляющим. Впервые деструктивная интерференция такого типа была открыта Фано [10], который обнаружил, что скорость ионизации атома демонстрирует резко выраженное подавление, когда ионизация может происходить одновременно путем прямого возбуждения в континуум и путем перехода в автоионизационное состояние, сопровождаемого быстрым безызлучательным переходом в континуум. Как было показано в [19], интерференция такого типа может возникать даже в отсутствие автоионизационного состояния, если какой-либо дополнительный лазер действует из связанного состояния в континуум. В этом случае он перемешивает связанное состояние с континуумом и создает аналог автоионизационного состояния.

13> |1>

М

|1> |3>

а> б)

Рис. 1. Схемы трёхуровневых атомных или молекулярных систем, в которых под действием двух электромагнитных полей наиболее просто реализуются интерференционные эффекты: а) А-схема; б) Г-схема; в) каскадная схема.

В средах, где возможна интерференция различных каналов возбуждения, наблюдается ряд новых явлений, среди которых когерентное пленение

|2>

|3>

|1> в)

населенности (Coherent Population Trapping) [20], когерентный перенос населенности (Coherent Population Transfer) [21].

Следует отметить разницу между когерентным пленением-населенности (КПН) и электромагнитно индуцированной прозрачностью (ЭИП). КПН описывает локальный отклик атомов при взаимодействии с внешними полями, в то время как ЭИП описывает интегральный самосогласованный нелинейный эффект распространения бихроматического излучения через оптически плотную резонансную среду. Сущность ЭИП заключается в том, что в условиях двухфотонного резонанса двухкомпонентное поле может распространяться без поглощения в среде, в которой каждая из компонент по отдельности сильно поглощается. Узкий провал в мнимой части восприимчивости сопровождается очень резкой дисперсионной зависимостью реальной части восприимчивости [24]. Как было отмечено в [25], такая дисперсия может приводить к уменьшению групповой скорости пробного светового импульса, распространяющегося в среде в условиях ЭИП. Когда интенсивность пробного импульса много меньше интенсивности управляющего поля, существует возможность управления групповой скоростью светового импульса, распространяющегося через среду (возможность уменьшения ее до нескольких метров в секунду [21] или полной остановки [22]) и, как следствие, возможность записи светового импульса в долгожи-вущее суперпозиционное спиновое состояние атомов с последующим считыванием его (в идеале - без потерь) [23]. Это явление, предсказанное в теории, получило впоследствии многочисленные подтверждения в экспериментах с газами (как горячими, так и холодными - бозе-эйнштейновским конденсатом) и твердыми средами (полупроводники; кристаллы, допиро-ванные ионами редкоземельных металлов). Управление скоростью светового импульса посредством изменения интенсивности управляющего поля может быть использовано в таких устройствах, как оптические буферы и линии задержки. В работе [23] показано, что в условиях электромагнитно индуцированной прозрачности возникает связанное состояние электромагнитного поля и коллективных спиновых возбуждений - «темный поляри-тон». Его свойства, а именно, скорость распространения и соотношение фотонной и спиновой компонент, определяются классическим внешним управляющим полем. При адиабатическом выключении управляющего поля поляритон полностью переходит в спиновую компоненту и останавливается, что приводит к записи квантового состояния фотонов в спиновое состояние атомного ансамбля. Впоследствии пробный импульс может быть восстановлен при включении управляющего поля, при этом он будет иметь такое же квантовое состояние, как и исходный импульс. Последний эффект можно считать первым шагом к реализации хранения и обработки оптической квантовой информации и квантовых вычислений.

Ввиду того, что резонансы ЭИП и КПН имеют чрезвычайно малую ширину, эти эффекты могут быть использованы для прецизионных измерений,

спектроскопии, метрологии, создания атомных часов [26], магнитометрии [27] и т.д. Следует отметить, что методы, основанные на ЭИП и КПН, обладают существенными преимуществами по сравнению с другими лазерными методами. Электромагнитно индуцированная прозрачность обладает большим потенциалом для измерения магнитного поля. В отличие от измерения зеемановских сдвигов с помощью лазерно индуцированной флуоресценции, разрешение ЭИП-методов не ограничено шириной линии оптического перехода, следовательно, разрешение по магнитному полю может быть выше на несколько порядков.

Большинство экспериментальных работ по электромагнитно индуцированной прозрачности были проведены в газовых средах (см. [28] и цитируемую там литературу), в том числе в плазме [29] — в системах с разрешенными рабочими переходами и небольшим (доплеровским) их уширени-ем, в силу чего для наблюдения эффекта требуются интенсивности ~мВт/см2. Стремительно растущее количество приложений требует расширения класса веществ, пригодных для наблюдения ЭИП и КПН. Надежды на продвижение от стадии физических демонстраций к стадии реальных высоких технологий связаны с переходом от газовых сред к конденсированным. К настоящему времени ЭИП и КПН были реализованы в полупроводниках на переходах между дискретными уровнями на квантовых ямах [30], центре азот-вакансия в алмазе [30], а также на переходах между уровнями примесных ионов переходных [31] и редкоземельных [32] металлов, допированных в оптически прозрачные диэлектрические кристаллы. Диэлектрические кристаллы, активированные ионами редкоземельных металлов, традиционно используются в качестве активных сред для лазеров и сцинтилляторов для рентгеновских детекторов. В последнее время они рассматриваются в качестве перспективных материалов для реализации основных элементов квантовых вычислений (одно- и двухкубитовых операций) и хранения оптической (в том числе квантовой) информации. Предполагается, что оптическая (квантовая) информация будет храниться на ядерных состояниях ионов, время релаксации населенности на которых может составлять десятки минут [33], а время дефазировки сотни миллисекунд [34]. Столь долгие времена позволяют осуществлять до нескольких десятков тысяч операций над кубитами без потери когерентности при использовании управляющих импульсов микросекундной длительности. Хранение квантовой информации является столь же важной составляющей квантовых вычислений и информационного обмена, как и обычной, классической информационной технологии. В настоящее время было предложено несколько способов хранения информации, переносимой фотонами. Наиболее перспективный подход использует явление "медленного" и "остановленного" света в когерентно приготовленных средах, связанное с формированием ЭИП, которое открывает возможности хранения оптического импульса в среде в форме ЭИП-поляритона (связанное состояние фотона и спиновой

когерентности [35]) с последующим его считыванием. Базовым в этом подходе является использование сред с долговременной спиновой когерентностью для реализации эффективных режимов электромагнитно- индуцированной прозрачности.

В настоящее время идёт активный поиск новых диэлектрических кристаллов, энергетическая структура которых позволяет реализовать основные элементы квантовых вычислений и квантовой памяти. Использование эффектов ЭИП и КПН с характерными для них узкими резонансами позволяет проводить исследование особенностей спектров поглощения и флуоресценции твердотельных сред с присущей им сложной структурой энергетических уровней, скрытых неоднородным уширением. Особенно это важно при высоком уровне концентрации примесных частиц, когда необходимо учитывать их взаимодействие друг с другом, что может существенно изменить спектральные характеристики кристалла и, как следствие процессы когерентного взаимодействия с излучением.

Цели настоящей диссертационной работы следующие:

1. Реализация режимов электромагнитно индуцированной прозрачности (ЭИП) и когерентного пленения населённости (КПН) в газе возбужденных атомов. Теоретическое и экспериментальное исследование возможности использования эффекта ЭИП для измерения величины и направления магнитного поля в плазме; оценка возможности применения ЭИП для измерения отношения полоидального и тороидального магнитных полей в установках для термоядерного синтеза.

2. Реализация режимов ЭИП и КПН в случае, когда управляющее поле является радиочастотным. Исследование перераспределения интенсивности между упругим и рамановским каналами рассеяния в спектре резонансной флуоресценции в оптическом диапазоне в условиях радиочастотного резонанса на зёемановских подуровнях возбужденных атомов.

3. Реализация режимов ЭИП и КПН в неорганических кристаллах, активированных ионами редкоземельных металлов. Исследование влияния частотной селекции внутри неоднородного контура ансамбля ионов редкоземельных металлов, допированных в неорганические кристаллы, на степень просветления среды в условиях электромагнитно индуцированной прозрачности.

Научная новизна работы

1. Разработан и экспериментально опробован новый бесконтактный метод измерения величины и направления магнитного поля в плазме. Показана возможность использования эффекта электромагнитно индуцированной

прозрачности для измерения профиля запаса устойчивости в термоядерной плазме, удерживаемой в тороидальной магнитной ловушке.

2. Впервые экспериментально продемонстрирована возможность возникновения прозрачности для резонансного лазерного излучения в оптически плотной среде возбужденных атомов под действием радиочастотного управляющего поля.

3. Впервые реализованы режимы электромагнитно индуцированной прозрачности при оптическом возбуждении когерентности в сверхтонкой структуре ионов Рг3+ и в зеемановской структуре ионов Ыс13+ в кристалле ЬаР3.

Основные положения, выносимые на защиту

1. Реализация режима электромагнитно индуцированной прозрачности и когерентного пленения населенности возможна в газе возбужденных атомов. В присутствии магнитного поля возбуждение резонансной флуоресценции в режиме электромагнитно индуцированной прозрачности определяется ориентацией магнитного поля относительно лазерного пучка, что позволяет осуществить измерение локальных значений величины и направления магнитного поля в плазменных средах.

2. Электромагнитно индуцированная прозрачность- может возникать в оптически плотной среде возбуждённых атомов под действием радиочастотного управляющего поля (радиочастотно индуцированная прозрачность), частота которого совпадает с зеемановским расщеплением подуровней возбужденных атомов. В этих условиях происходит генерация Стоксо-ва и анти-Стоксова излучения на смежных атомных переходах за счет резонансного рассеяния пробного пучка на индуцированной радиочастотным полем атомной когерентности.

3. В условиях воздействия на среду резонансных радиочастотного управляющего и пробного оптического полей вследствие квантовой интерференции происходит перераспределение интенсивности каналов упругого и неупругого рассеяния в спектре резонансной флуоресценции.

4. Электромагнитно индуцированная прозрачность наблюдается в кристаллах Рг:ЬаР3, Ш3+:ЬаР3 при оптическом возбуждении когерентности между сверхтонкими уровнями ионов Рг3+ и между зеемановскими уровнями ионов Ис13+.

5. Спектральная селекция — выделение группы частиц с разбросом по резонансным частотам, меньшим сверхтонкого расщепления рабочих уровней — позволяет существенно увеличить степень просветления среды в условиях электромагнитно индуцированной прозрачности по сравнению со средой без частотной селекции.

Практическая и научная ценность

Проведенные исследования демонстрируют широкие возможности явления электромагнитно индуцированной прозрачности для диагностики магнитного поля в плазме. Разработанная не возмущающая плазму методика позволяет локально измерять как величину, так и направление магнитного поля. Кроме того, проведенные исследования показали принципиальную перспективность ЭИП-методики для измерения отношения полоидального и тороидального магнитных полей в тороидальной плазме.

Результаты второй главы представляются важными для реализации эффектов квантовой интерференции в гамма-диапазоне для мессбауэровских переходов. Мощное радиочастотное (микроволновое) поле может найти применение для реализации преобразования частоты оптического излучения. Технически создание радиочастотного (микроволнового) поля большой амплитуды не представляет проблемы. При этом оптическое поле является пробным, и большие интенсивности для него не требуются.

Результаты третьей главы демонстрируют широкие возможности электромагнитно индуцированной прозрачности для исследования особенностей спектров поглощения и флуоресценции сред со сложной структурой энергетических уровней, скрытых неоднородным уширением. Реализация эффективного режима электромагнитно индуцированной прозрачности в условиях частотной селекции поглощающих атомов расширяет возможности хранения оптического импульса в среде в форме ЭИП-поляритона (связанное состояние фотона и спиновой когерентности [35]) с последующим его считыванием, что является важным для хранения, передачи и обработки оптической информации, построения квантовых компьютеров.

Достоверность положений и результатов диссертации определяется использованием апробированных экспериментальных методов. Экспериментальные результаты подтверждены теоретическими и численными расчётами, основанными на адекватно выбранных физических моделях анализируемых процессов, и не противоречат результатам других групп исследователей. Результаты диссертации опубликованы в ведущих российских и иностранных реферируемых журналах, неоднократно докладывались на российских и международных конференциях по проблемам, связанным с тематикой диссертационной работы.

Апробация работы

Результаты диссертационной работы изложены в научных статьях в отечественных и зарубежных журналах и сборниках трудов [1а-7а]. Всего по теме диссертации опубликовано б статей в реферируемых журналах

(Письма в ЖЭТФ, Учёные записки Казанского государственного университета. Физико-математические науки, Physics of Plasmas, Journal of Modern Optics, Proceedings of SPIE), 1 статья в сборниках трудов международных конференций и 8 тезисов докладов. Материалы диссертации докладывались на научных семинарах Института прикладной физики РАН, российских и международных конференциях, в том числе: "IX Международные Чтения по квантовой оптике" (Санкт-Петербург, 2003), "Frontiers of Nonlinear Phys-ics'2004" (Нижний Новгород), "International Conference on Coherent and Nonlinear Optics" (ICONO, Санкт-Петербург, 2005), "Conference on Lasers and Electro-Optics (Europe)/European Quantum Electronics Conference" (CLEO-Europe/EQEC Германия, 2005), "VIII International Symposium on Photon Echo and Coherent Spectroscopy" (PECS'2005, Калининградская обл., Светлогорск), "Coherent Control of the Fundamental Processes in Optics and X-ray-Optics" (CCFP'2006, Нижний Новгород), "Frontiers of Nonlinear Physics'2007" (Нижний Новгород), "X Международные чтения по квантовой оптике" (Самара, 2007), "18th Laser Physics Workshop" (Испания, 2009), "Frontiers of Nonlinear Physics'2010" (Нижний Новгород), "20th Laser Physics Workshop" (Босния, 2011), "International Conference on Quantum Technologies" (Москва, 2011).

Проведенные исследования были отмечены поощрительным дипломом на IX Конкурсе работ молодых ученых ИПФ РАН, дипломом I степени на XII Конкурсе работ молодых ученых ИПФ РАН, поддержаны стипендией им. академика Г.А. Разуваева в 2005-2006 гг. и в 2006-2007 гг.

Личный вклад автора

Все результаты, представленные в диссертационной работе, получены автором лично либо при его непосредственном участии. Основу диссертации составили работы [1А-16А]. Автором внесен основной вклад в проведение экспериментов и анализ экспериментальных результатов, представленных в работах [1А, 2А, ЗА, 5А, 10А, 13А, 14А]. Теоретический анализ и численное моделирование осуществлялись совместно с другими соавторами. В работах [4А, 6А - 9А, 11А, 12А, 15А, 16А] вклад всех соавторов равноценен. Постановка задач, интерпретация полученных результатов и формулировка выводов исследований осуществлялись совместно с научным руководителем и другими соавторами публикаций.

Структура и объем диссертации

Диссертационная работа состоит из введения, трёх глав, заключения и списка литературы. Общий объём диссертации составляет 119 страниц, включая 49 рисунков. Список литературы содержит 112 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обоснована актуальность темы, определены предмет исследования и задачи диссертации, кратко изложено содержание диссертации, а также приведены данные по апробации и публикациям включенных в диссертацию материалов.

Первая глава посвящена исследованию интерференционных эффектов в газе возбуждённых атомов. В первой части первой главы приведены оценки возможности реализации эффекта электромагнитно индуцированной прозрачности в системе возбуждённых атомов. В условиях, когда возбуждение на рабочие уровни происходит электронным ударом, а девозбуж-дение - за счет спонтанного распада, проанализированы необходимые для наблюдения эффекта условия, определяющие диапазон параметров исследуемой плазмы. Предложен метод измерения величины и направления магнитного поля в плазме с использованием ЭИП.

Возможная схема измерений магнитного поля, основанная на ЭИП, представлена на Рис. 2. Пусть в плазме с магнитным полем распространяются в одном направлении два лазерных пучка с близкими частотами, резонансными какому-либо оптическому переходу атома или иона. Предположим также, что верхний и нижний уровни выбранного перехода расщепляются магнитным полем на зеемановские подуровни. Если разность частот оптических полей совпадает с зеемановским расщеплением, то система переходит в состояние ЭИП и перестает взаимодействовать с возбуждающими полями. В результате уменьшается населенность верхнего уровня, и появляются провалы в спектрах флуоресценции и поглощения. Измерение сигнала флуоресценции из области пересечения оптических пучков и линии наблюдения как функции частотной расстройки Лео возбуждающих полей дает возможность определять величину магнитного поля (H=h Aco /2/Jng, где jLtB — магнетон Бора, g=dE(/h — частота Раби).

Laser! ©

Преимущества предлагаемой схемы состоят в следующем. Измерения являются бесконтактными (отсутствуют зонды, возмущающие плазму) и локальными (излучение резонансной флуоресценции собирается из небольшой интересующей нас области пространства). При однонаправленном распространении пучков значительно снижается влияние неоднородного уширения линии. Временное разрешение определяется временем установления когерентного пленения населенности (для разрешенных переходов это время порядка 0.1 мкс - 1 мкс). Разрешение по величине магнитного поля (минимально измеримое изменение величины магнитного поля) определяется шириной резонанса ЭИП. Диапазон измеряемых магнитных полей определяется частотным диапазоном фазовой привязки возбуждающих полей. При использовании акустооптических систем эта проблема решается автоматически. Для больших интервалов частот также существуют методы, хотя и более сложные, позволяющие работать при отстройках до десятков терагерц [36].

Рассмотрена возможность применения предложенной методики для измерения отношения полоидального и тороидального магнитных полей в установках для термоядерного синтеза. Предварительные оценки показывают, что точность предложенной методики может превышать точность используемых в настоящее время методов при разумных требованиях к концентрации тестовых частиц. Важно, что процедура измерения локальна и не возмущает основных характеристик разряда, таких как электронная и ионная плотность, температура, магнитное поле. Предлагаемая методика малочувствительна к неоднородному уширению оптического перехода, что существенно повышает точность измерений.

Во второй части первой главы представлены результаты экспериментов по наблюдению электромагнитно индуцированной прозрачности в газе возбужденных атомов. На примере плазмы газового разряда в неоне продемонстрирована возможность измерения как величины, так и направления магнитного поля в точке наблюдения в плазме. В спектре флуоресценции наблюдались различные типы резонансов, соответствующие возникновению ЭИП на зеемановских подуровнях нижнего рабочего уровня. По положению и глубине этих резонансов определялась величина продольной и поперечной по отношению к вектору поляризации пробного лазерного излучения компонент магнитного поля. Таким образом, вычислялись величина и направление магнитного поля в плазме. Результаты модельных экспериментов продемонстрировали перспективность использования ЭИП в газе возбужденных атомов для измерения локальных значений параметров плазмы. Важно отметить, что сигнал флуоресценции удается достоверно наблюдать (регистрировать) даже в условиях, когда время жизни метаста-бильного состояния уменьшается до радиационного. Этот вывод, очевидно, заметно расширяет возможности практического использования явления ЭИП в диагностических приложениях.

Во второй главе диссертации представлены экспериментальные данные по реализации электромагнитно индуцированной прозрачности в возбужденных газовым разрядом атомах неона под действием оптического и радиочастотного полей. Такая схема может быть полезна, в первую очередь, для реализации преобразования частоты оптического излучения. Кроме того, радиочастотные переходы существенно уже оптических, поэтому необходимое условие для получения квантовой когерентности £22>Гу (где О=о1Е/Н - частота Раби, Г - скорость релаксации когерентности на низкочастотном переходе, у - ширина линии перехода) для радиочастотных переходов выполняется существенно легче, чем для оптических. В настоящее время этот режим вызывает большой интерес, поскольку радиочастотное управление ядерными переходами рассматривается как один из возможных способов реализации эффектов квантовой интерференции в гамма-диапазоне для мессбауэровских переходов [37]. Электромагнитно индуцированная прозрачность и лазерная генерация без инверсии представляют наибольший интерес, поскольку создание гамма-лазера по классической схеме (с инверсией населенности) является практически невыполнимой задачей. Для изучения интерференционных эффектов в оптическом диапазоне создана хорошая экспериментальная база, которую удобно использовать для проверки предсказанных эффектов в гамма-диапазоне, где проведение подобных экспериментов сопряжено обычно с большими экспериментальными сложностями. Отметим также, что Л-система при воздействии радиочастотного или микроволнового поля может использоваться для эффективного преобразования частоты и поляризации падающего оптического излучения [38].

В первой част» второй главы представлены результаты экспериментов по реализации электромагнитно индуцированной прозрачности в случае, когда радиочастотное поле воздействует на зеемановские подуровни нижнего уровня.

Схема энергетических уровней рабочего перехода 2р53.ч 3Р\(3=1)-* -*2р3Зр 3Р0^=0) (длина волны 607.4 нм) в неоне представлена на Рис. 3. Нижний уровень расщеплялся внешним магнитным полем, величина которого и, соответственно, величина зеемановского расщепления медленно сканировались. На переход между зеемановскими подуровнями воздействовало высокочастотное магнитное поле с постоянной частотой 70 МГц, так что при некотором значении зеемановское расщепление нижних подуровней совпадало с частотой высокочастотного магнитного поля. На оптический переход воздействовало пробное линейно поляризованное лазерное излучение. При различных значениях амплитуды высокочастотного магнитного поля и интенсивности оптического поля регистрировались поглощение сигнала с поляризацией, параллельной входящей поляризации, и сигнал с поляризацией, перпендикулярной входящей.

Экспериментальные кривые поглощения пробного луча (||-поляриза-ция) приведены на Рис. 4 в зависимости от величины радиочастотного управляющего поля (по оси абсцисс отложена расстройка между частотой РЧ-поля и расщеплением нижних подуровней; значения частоты Раби РЧ-поля: 1) 56.7 МГц, 2) 46.4 МГц, 3) 36.1 МГц, 4) 30.9 МГц, 5) 25.8 МГц, 6) 20.6 МГц; Раби-частота оптического поля ~ 5 МГц.). Видно, что в спектре поглощения в точке совпадения частоты РЧ-поля и расщепления нижних подуровней возникает резонансный провал.

Рис. 3. Структура энергетических уровней перехода в неоне 2р33* 3Р,(^1)-+2р5Зр 3Ро^=0).

-40 -20 0 20 40

РЧ-отстройка, МГц

Рис. 4. Зависимости поглощения ||-поляризованного оптического сигнала при различных значениях Раби-частоты РЧ-поля

Таким образом, на примере газового разряда в неоне впервые экспериментально исследовано взаимодействие четырехуровневой атомной системы с резонансными радиочастотным и оптическим полями в условиях, когда нижний рабочий атомный уровень является возбужденным энергетическим состоянием. Продемонстрировано возникновение прозрачности для резонансного лазерного пучка при возбуждении когерентного пленения населенности радиочастотным излучением на зеемановских подуровнях возбужденных атомных состояний. Показано, что в условиях эксперимента возникновение индуцированной прозрачности является результатом совместного действия радиочастотного и оптического полей. Выявлена зависимость ширины и глубины «спектрального окна» прозрачности от интенсивности оптического и радиочастотного излучений. Кроме того, продемонстрирована возможность генерации когерентного излучения на смежных атомных переходах за счет резонансного рассеяния пробного пучка на индуцированной радиочастотным полем атомной когерентности.

Шорі

Во второй части второй главы

представлены результаты экспериментов и численного моделирования по получению изучению интерференционных эффектов в случае, когда радиочастотное поле воздействует на зееманов-ские подуровни верхнего уровня оптического перехода (см. Рис. 5). Целью экспериментов было моделирование эффектов мёссбауэровского рассеяния в условиях радиочастотного резонанса. Теоретические исследования показывают возможность перераспределения интенсивности каналов упругого и неупругого рассеяния в спектре резонансной флуоресценции, что является следствием квантовой интерференции (КИ) радиационных амплитуд [39].

Рис. 5. Структура энергетических уровней перехода в неоне 2р53х 3Р0 °(7= 0) —>2р3Зр 3Р,&=1)

О 20 40 60 60 100 120 зеемановское расщепление, МГц

Рис. 6. Спектры параллельной составляющей резонансной флуоресценции -зависимость от частоты Раби РЧ-поля. Частота Раби оптического поля 30 МГц, частота Раби РЧ-поля: 1) 20 МГц, 2) 30 МГц, 3) 40 МГц

0 20 40 60 80 100 120 зеемановское расщепление, МГц

Рис. 7. Спектры перпендикулярной составляющей резонансной флуоресценции — зависимость от частоты Раби РЧ-поля. Частота Раби оптического поля 30 МГц, частота Раби РЧ-поля: 1) 20 МГц, 2) 30 МГц, 3) 40 МГц

В эксперименте использовался переход 2р3Зя 3Рд°^=0)—*2р5Зр 3Р1(3=1) с длиной волны 616.3 нм в неоне, который возбуждался лазерным излучением. Верхний уровень оптического перехода расщеплялся внешним медленно меняющимся магнитным полем на зеемановские подуровни, на которые воздействовало высокочастотное магнитное поле. Резонансная флуо-

ресценция регистрировалась в направлении, перпендикулярном направлению распространения лазерного излучения и магнитному полю #2. Излучение резонансной флуоресценции разделялось призмой Глана на две компоненты с поляризацией, параллельной и перпендикулярной #г. Эти компоненты отвечают упругому и рамановскому каналам рассеяния, соответственно. В эксперименте измерялась зависимость интенсивностей рассеянного излучения от величины Н2, которая определяла отстройку зеемановского расщепления от резонанса с РЧ-полем.

Типичные спектры резонансной флуоресценции, полученные в эксперименте, представлены на Рис. 6, Рис. 7. Видно, что в точке совпадения частоты РЧ-поля и расщепления верхних подуровней возникает перераспределение интенсивности резонансной флуоресценции. Это перераспределение интенсивности между упругим и рамановским каналами рассеяния резонансной флуоресценции было экспериментально и теоретически изучено в оптическом диапазоне в условиях радиочастотного резонанса на зееманов-ских подуровнях возбужденных атомов. Данный случай можно считать оптическим аналогом КИ-эффекта для мессбауэровского рассеяния, описанного в [40].

Третья глава посвящена исследованию интерференционных эффектов в диэлектрических кристаллах, активированных ионами редкоземельных металлов. Твердотельные среды обладают целым рядом преимуществ по сравнению с газами, среди которых высокая плотность активных ионов/атомов, отсутствие тепловой диффузии, компактность, простота и удобство в обращении, что делает их весьма привлекательными для создания схем хранения оптической (в том числе квантовой) информации. Однако реализация эффективных режимов ЭИП в неорганических кристаллах в условиях большого неоднородного уширения оптического перехода (много больше сверхтонкого расщепления) сталкивается с большими трудностями, так как вклад в поглощение пробного излучения дают также группы частиц, не вовлеченные в режим электромагнитно индуцированной прозрачности. Одним из решений этой проблемы является метод спектральной селекции частиц [41]. Отметим, что использование спектральной селекции является необходимым при реализации элементов квантовых вычислений (одно- и двухкубитовые операции), а также методов хранения квантовой информации, основанных на фотонном эхе.

В первой части третьей главы представлены результаты экспериментов по получению электромагнитно индуцированной прозрачности в кристалле ЬаР3, активированном ионами празеодима Рг3+. Этот кристалл хорошо известен по экспериментам с выжиганием спектральных дырок [42], однако, эффект ЭИП в нем до сих пор не наблюдался.

Схема энергетических уровней иона празеодима Рг3+ в кристалле ЬаР3 представлена на Рис. 8. В экспериментах использовался переход 3Н4 - 'П2 (волновое число в вакууме 16872 см-1). Кристаллическое поле расщепляет

уровни 3Н4 и '02 на 9 и 5 штарковских подуровней, соответственно. Изучались переходы между нижними компонентами основного и возбуждённого состояний (обозначим их g и е, соответственно). Каждая из этих компонент расщеплена на три двукратно вырожденных сверхтонких подуровня.

В эксперименте образец кристалла помещался в криостат и охлаждался жидким гелием до температуры Т=А.2 К. В качестве источника излучения использовался одночастотный лазер на красителе (ширина линии порядка 2 МГц), настроенный в резонанс с переходом 3Н4 - 102 (волновое число в вакууме 16872 см-1) в кристалле. Излучение лазера с длиной волны 592.5 нм разделялось на два луча, один луч использовался в качестве управляющего, другой — в качестве пробного. Исследовалась зависимость прошедшего через кристалл пробного сигнала от двухфотонной отстройки от сверхтонкого резонанса.

±5/2е

ГЛмгц 4.7 МГц

8.47 МГц

16.7 МГц

Рис. 8. Структура энергетических уровней рабочего перехода иона Рг3+ в ЬаР3

-16 -12 -8 -4 0 4 8 12 Частота пробного поля, МГц

Рис. 9. Типичный спектр поглощения пробного поля

Типичный спектр поглощения пробного поля представлен на Рис. 9. Управляющее поле с интенсивностью /(/ ~ 2 КВт/см2 создаёт спектральную «дырку» с шириной порядка нескольких десятков мегагерц. На фоне «дырки» хорошо видны резонансы при значении частотной расстройки порядка 5 и 9 МГц. Ширина резонансов порядка 1 МГц, контраст 5-10%. Большая ширина резонансов, возможно, обусловлена низким качеством образца. Это предположение подтверждается необычно большим неоднородным ушире-нием оптического перехода, порядка 50 ГГц. Согласно литературным данным, при концентрации Рг 0.5% неоднородное уширение исследуемого перехода должно быть порядка 10 ГГц.

Результаты численного моделирования качественно совпадают с экспериментом, однако наблюдается большое количественное отличие. Резонан-сы прозрачности имеют довольно большую ширину, порядка 1 МГц, что объясняется значительным неоднородным уширением оптических и сверхтонких переходов.

Необходимо отметить, что в условиях большого неоднородного ушире-ния оптического перехода (много больше сверхтонкого расщепления) вклад в поглощение пробного излучения дают также группы частиц, не вовлеченные в режим электромагнитно индуцированной прозрачности, что не позволяет ожидать эффективного просветления. Кроме того, частота перехода 3/2%-1/2е практически совпадает с частотой перехода 1/2%-5/2е (см. Рис. 8). Следовательно, при работе с такой Л-схемой, когда пробное излучение действует на переход 1/2^-1/2е, а управляющее - на переход 3/2g-l/2e, вклад в уменьшение поглощения пробного излучения может дать эффект откачки населенности управляющим полем с уровня на уровни 3/2g и 5/2^, что также снизит наблюдаемый контраст ЭИП-резонанса. Чтобы избавиться от этих проблем, был проведён эксперимент с выделением группы частиц с неоднородной шириной порядка 1 МГц (определяется шириной спектра излучения лазера на красителе), используя оптическую накачку. В основе методики такой селекции лежит эффект выжигания долгоживущих провалов в спектре поглощения: сначала с помощью определенной последовательности импульсов выжигается провал в некотором спектральном диапазоне, далее осуществляется процесс обратной перекачки узкой (в спектральном смысле) группы частиц (см., например, [41]).

Спектр пробного излучения после процедуры селекции представлен на Рис. 10. Отчетливо видны пики и провалы в спектре прохождения, соответствующие всем девяти переходам между сверхтонкими подуровнями перехода Н4(Г,) и '02(Г,). После селекции ансамбля частиц мы можем выделить определенную А-конфигурацию уровней. В наших экспериментах использовались переходы 3/2g-3/2e для управляющего и 1^-3/2е для пробного полей, соответственно (см. Рис. 8). Снималась разность спектров прохождения пробного излучения в присутствии и отсутствии управляющего (Рис. 11). Видно, что включение управляющего поля вызывает уменьшение поглощения на переходах 3^-3/2е, 3/2%-5/2е и 1^-3/2е. Изме-

нение поглощения на первых трех переходах вызвано откачкой населенности за счет управляющего поля с подуровня 3/2% на другие сверхтонкие подуровни, а на последнем - подавлением поглощения за счет эффекта электромагнитно индуцированной прозрачности. Отметим, что в случае, когда управляющий импульс (той же длительности и интенсивности, что и в предыдущем случае) генерируется непосредственно перед последовательностью считывающих (пробных) импульсов, подавление поглощения на переходе 1/2%-3/2е практически отсутствует (Рис. 11,а). Это означает, что оно вызвано не перераспределением населенностей в присутствии сильного

управляющего поля (поскольку время релаксации населенности порядка 0.5 с, что существенно больше длительности как управляющего, так и серии считывающих импульсов). Небольшое уменьшение коэффициента поглощения может быть вызвано, например, недостаточным качеством процедуры селекции ансамбля частиц. При максимальной мощности управляющего излучения (200 мВт) величина просветления возрастает до 40% (по сравнению с уровнем в отсутствие управляющего поля), что в несколько раз превышает результаты, полученные в эксперименте без предварительной селекции при сходных экспериментальных условиях.

5 10 15 20 25 30 Частота пробного поля, МГц

Рис. 10. Спектр прохождения пробного поля: а) без процедуры селекции; Ь) после процедуры селекции; с) вне линии поглощения. Цифрами обозначены провалы и пики в спектре пропускания пробного излучения, соответствующие различным переходам между уровнями сверхтонкой структуры.

5 10 15 20

Частота пробного поля, МГц

Рис. 11. Разность спектров прохождения пробного излучения в присутствии и в отсутствие управляющего поля: а) управляющее и пробное поле разнесены во времени; Ь) управляющее и пробное поле совмещены во времени; с) управляющее поле отсутствует.

Полученные экспериментальные результаты показывают, что селекти-рование по частоте внутри неоднородного контура ансамбля ионов редкоземельных металлов, допированных в неорганические кристаллы, позволяет существенно увеличить степень просветления среды в условиях электромагнитно индуцированной прозрачности.

Во второй части третьей главы представлены результаты экспериментального наблюдения режима электромагнитной индуцированной прозрачности на переходе 419,2-2 ионов Ш3+, допированных в ЬаР3. Диэлектрические кристаллы, активированные ионами неодима, считаются одними из наиболее перспективных для получения ЭИП. Они обладают наиболь-

шими значениями сил осцилляторов (например, f~8-10" на переходе 4l9/2-4F3/2 в Nd3+:YV04), вместе с этим они демонстрируют превосходные когерентные свойства при разумных значениях внешнего магнитного поля.

Схема уровней Nd3+ представлена на Рис. 12, а. Основное состояние -419/2. Ион неодима находится в кристаллической решетке, внутренние поля которой снимают вырождение, в результате чего появляется 5 крамерсовых дублетов (Kramers doublet). При гелиевых температурах заселен только нижний дублет. Во внешнем магнитном поле каждый дублет расщепляется на два зеемановских подуровня. Исходя из схемы уровней, нетрудно представить, какие резонансы возможны в эксперименте при фиксированной разнице частот Лео между управляющим и пробным полями при наличии магнитного поля. Во-первых, должен возникать резонанс при нулевом магнитном поле, соответствующий когерентному пленению населенности на вырожденных подуровнях нижнего и верхнего рабочих уровней. Во-вторых, когда величина магнитного поля достигает значения, при котором расщепление зеемановских подуровней нижнего уровня giftBH¡ (g, - множитель Ланде для нижнего уровня, /ля - магнетон Бора, Н\ - магнитное поле) равно PtAco, должен возникнуть резонанс когерентного пленения населенности в Д-схеме, образованной двумя нижними Зеемановскими подуровнями и одним из верхних. В-третьих, при дальнейшем росте магнитного ПОЛЯ расщепление зеемановских подуровней уже верхнего уровня (g2<g¡) становится равной Ыоз. В этом случае пробное поле должно испытывать подавление поглощения из-за эффекта выжигания "дырки" в спектральном распределении населенностей. Таким образом, в спектре поглощения пробного пучка должно наблюдаться три типа резонансов. На рис Рис. 126) представлен характерная экспериментальная зависимость погло-

б)

5777,1 А

-200 -150 -100 -50 0 50 100 150 200 магнитное поле, Гс

Рис. 12. а) Схема рабочего перехода 4І92-05:2 в неодиме (длина волны 5777.1 А); б) зависимость спектра поглощения пробного сигнала от приложенного магнитного поля.

щения пробного излучения от приложенного магнитного поля. Отчетливо видны все три типа резонансов. Все эти резонансы исчезают при увеличении температуры образца, значительном уменьшении интенсивностей управляющего поля, увеличении частоты сканирования магнитного поля.

В эксперименте были сняты спектры поглощения пробного поля при различных значениях частотной расстройки между пробным и управляющим полем. Положение пиков на плоскости параметров (Н,дса), которые соответствуют подавлению поглощения при различных частотных расстройках, показано на Рис. 13. Экспериментальные точки хорошо ложатся на две прямые, отличающиеся наклоном. Наклон первой прямой дает значение множителя Ланде g1=2.2Ъ±QЛ^, второй прямой £2=1.14±0.17. Из литературных данных известно, что множитель Ланде для нижнего уровня g| равен 2.41, для верхнего -£2=1.12.

Исследована зависимость глубины и ширины "окна" прозрачности от интенсивности управляющего поля. Показано, что зависимость глубины резонанса при нулевом магнитном поле от интенсивности лазера (в отличие от резонанса при отличном от нуля магнитном поле) носит немонотонный характер.

Основные результаты диссертационной работы

1. Экспериментально реализован эффект электромагнитно индуцированной прозрачности в газе возбужденных атомов. Результаты модельных экспериментов продемонстрировали перспективность использования ЭИП в газе возбужденных атомов для измерения локальных значений параметров плазмы. Сигнал флуоресценции удалось достоверно наблюдать (регистрировать) даже в условиях, когда время жизни метастабильного состояния уменьшилось до радиационного. Этот вывод, очевидно, заметно расширяет возможности практического использования явления ЭИП в диагностических приложениях.

2. Продемонстрирована возможность применения явления электромагнитно индуцированной прозрачности для диагностики магнитного поля в плазме. Разработанная методика позволяет определять как величину, так и направление магнитного поля в точке наблюдения. Процедура измерения

20 40 60 80 100 120 140 Магнитное поле, Гс

Рис. 13. Точки резонансов на плоскости параметров (Н, 5а>)

локальна и не возмущает основных характеристик разряда (электронная и ионная плотность, температура, магнитное поле). Предлагаемая методика малочувствительна к неоднородному уширению оптического перехода, что существенно повышает точность измерений. Однородное уширение также не влияет на точность измерений, однако может ограничивать область применимости метода. Кроме того, проведенные исследования показали перспективность ЭИП-методики для измерения отношения полоидального и тороидального магнитных полей в тороидальной плазме. Предварительные оценки показывают, что точность предложенной методики может превышать точность используемых в настоящее время методов при разумных требованиях к концентрации тестовых частиц.

3. На примере газового разряда в неоне впервые экспериментально исследовано взаимодействие четырехуровневой атомной системы с резонансными радиочастотным и оптическим полями в условиях, когда нижний рабочий атомный уровень является возбужденным энергетическим состоянием. Продемонстрировано возникновение электромагнитно индуцированной прозрачности для резонансного лазерного пучка при воздействии радиочастотного поля на переход между зеемановскими подуровнями нижнего рабочего уровня. Показано, что в условиях эксперимента возникновение индуцированной прозрачности является результатом совместного действия радиочастотного и оптического полей. Выявлена зависимость ширины и глубины «спектрального окна» прозрачности от интенсивности оптического и радиочастотного излучений. Продемонстрирована возможность генерации когерентного излучения на смежных атомных переходах за счет резонансного рассеяния пробного пучка на индуцированной радиочастотным полем атомной когерентности.

4. Проведены экспериментальные и теоретические исследования перераспределения интенсивности между упругим и рамановским каналами рассеяния в спектре резонансной флуоресценции в оптическом диапазоне в условиях радиочастотного резонанса на зеемановских подуровнях верхнего уровня оптического перехода. Целью экспериментов было моделирование эффектов мёссбауэровского рассеяния в условиях радиочастотного резонанса. Теоретические исследования показывают возможность перераспределения интенсивности каналов упругого и неупругого рассеяния в спектре резонансной флуоресценции, что является следствием квантовой интерференции (КИ) радиационных амплитуд. Этот случай можно считать оптическим аналогом КИ-эффекта для мёссбауэровского рассеяния.

5. Проведены экспериментальные наблюдения электромагнитно индуцированной прозрачности в кристалле Рг3+:ЬаР3 на переходе 3Н4 (0) - !В2 (16872 см-1). Результаты численного моделирования качественно совпадают с экспериментом, однако наблюдается большое количественное отличие. Резонансы прозрачности имеют довольно большую ширину, порядка 1 МГц, что объясняется значительным неоднородным уширением оптиче-

ских и сверхтонких переходов из-за низкого качества кристалла. Показано, что селектирование по частоте внутри неоднородного контура ансамбля ионов редкоземельных металлов, допированных в неорганические кристаллы, позволяет существенно увеличить степень просветления среды в условиях электромагнитно индуцированной прозрачности.

6. Экспериментально реализован режим электромагнитной индуцированной прозрачности на переходе 419/2-4G5/2 ионов Nd3+, допированных в LaF3. Исследована зависимость глубины и ширины "окна" прозрачности от интенсивности управляющего поля. Показано, что зависимость глубины резонанса при нулевом магнитном поле от интенсивности лазера (в отличие от резонанса при отличном от нуля магнитном поле) носит немонотонный характер.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

la. Akhmedzhanov R.A, Gushchin L.A., Kolesov R.L., Kuznetsova E.A., Litvak A.G. Coherent population trapping in an rf-optical double resonance experiment in a neon discharge // Journal of Modern Optics, 2006, 53 [3], 295-306.

2a. Akhmedzhanov R.A, Gushchin L.A., Kuznetsova E.A., Litvak A.G., Yazenkov V.V., Zharova N.A. Experimental observation of electromag-netically induced transparency in Pr3+:LaF3 // Journal of Modern Optics,

2006, 53 (16-17), 2449-2458.

За. Ахмеджанов P.A., Бондарцев A.A., Гущин JI.A., Жарова Н.А., Петросян А.Г. Электромагнитно индуцированная прозрачность на зеемановских подуровнях в кристалле Nd3+:LaF3 // Письма в ЖЭТФ,

2007, 85 [8], 476-480.

4а. Akhmedzhanov R.A., Gushchin L.A., Zelensky I.V., Litvak A.G., Tokman M.D. Using coherent population trapping in test atoms for magnetic field measurements in toroidal plasmas // Physics of Plasmas, 2007, 14 [1], pp 093505-1 — 093505-9. 5a. Аринин B.B., Ахмеджанов P.A., Бондарцев A.A., Вагизов Ф.Г., Гущин Л.А., Жарова Н.А., Капитонов А.Н., Садыков Э.К. Резонансная флуоресценция света на атомных состояниях: эффекты квантовой интерференции // Учёные записки Казанского государственного университета. Физико-математические науки, 2008, т. 150, кн. 2, стр. 5158.

6а. Ахмеджанов Р.А., Бондарцев А.А., Гущин Л.А., Зеленский И.В. Эффективный режим электромагнитно индуцированной прозрачности в кристалле Pr3+:LaF3 // Письма в ЖЭТФ, 2011, т.94, N7, стр. 585-589. 7а. Akhmedzhanov R.A, Gushchin L.A., Zelensky I.V., Kolesov R.A., Kuznetsova E.A. Coherent population trapping based magnetic field diagnostic in plasmas // Proceedings SPIE, 2004, vol.5402., p. 332-340.

8а. Ахмеджанов Р.А., Гущин Л.А, Зеленский И.В., Колесов P.JL, Кузнецова Е.А. Использование когерентного пленения населенности для диагностики магнитных полей в плазме // XXXI Звенигородская конференция по физике плазмы и УТС, 16-20 февраля 2004 г., Сборник тезисов докладов.

9а. Akhmedzhanov R.A., Gushchin L.A., Kolesov R.L., Kuznetsova E.A., Zelensky I.V. All-optical magnetic field diagnostics in plasmas based on coherent population trapping // Book of abstracts of the International conference "Frontiers of Nonlinear Physics - 2004", 2004, p. 102.

10a. Akhmedzhanov R.A., Gushchin L.A., Kuznetsova E.A., Litvak A.G., Yazenkov V.V., Zharova N.A. Investigation of electromagnetically induced transparency in Pr3+:LaF3 // Book of abstracts of the International conference "Coherent Control of the Fundamental Processes in Optics and X-ray-Optics", 2006, p. 9.

1 la. Akhmedzhanov R.A., Anisimov P.M., Bondartsev A.A., Gushchin L.A., Kosharovskaya O.A. EIT based suppression of ESA in Nd:LaF3 and other coherent effects in V+A system // Book of abstracts of the 38th Winter Colloquium on The Physics of Quantum Electronics, 2008.

12a. Akhmedzhanov R.A., Anisimov P.M., Bondartsev A.A., Gushchin L.A., Kocharovskaya O.A. EIT and coherent suppression of ESA in Nd:LaF3 // Book of abstracts of the Workshop on the Storage and Manipulation of Quantum Information in Optically-Addressed Solids, 2008, p.42 .

13a. Ахмеджанов P.А., Бондарцев А.А., Гущин Л.А., Жарова H.A., Сазанов Д.С. Электромагнитно индуцированная прозрачность на зеема-новских подуровнях в кристалле Nd3+:LaF3 // Сборник тезисов Первой Всероссийской школы для студентов, аспирантов, молодых учёных и специалистов по лазерной физике и лазерным технологиям, 2007, стр. 24.

14а. Akhmedzhanov R.A., Bondartsev А.А., Chernov V.V., Gushchin L.A., Kocharovskaya O.A. Resonant Laser Spectroscopy of Nd3+ Ions Doped Into LaF3 // Book of abstracts of the international conference "Frontiers of Nonlinear Physics", 2010.

15a. Akhmedzhanov R.A., Bondartsev A.A., Gushchin L.A., Kocharovskaya O.A. Electromagnetically induced transparency in Nd3+:LaF3 crystal // Book of abstracts of the international conference "20th Laser Physics Workshop", 2011.

16a. Akhmedzhanov R.A., Bondartsev A.A., Gushchin L.A., Olga Kocharovskaya O.A. Electromagnetically induced transparency on isolated and pair ion lines of Nd3+ doped into LaF3 // Book of abstracts of the International Conference on Quantum Technologies, 2011.

Литература

1. RW. Wood, and A. Ellet, Proc. R Soc. London Ser. A, 102, 190 (1923); Phys. Rev., 24,243(1924).

2. W. Hanle, Z. Phys., 30,93 (1924).

3. G. Moruzzi and F. Strumia, editors, The Hanle Effect and Level-Crossing Spectroscopy, (Plenum Press, New York, 1991).

4. S.L. McCall, and E.L. Hahn, Phys. Rev. Lett., 18, 908 (1967).

5. E.L. Hahn, Phys. Rev., 80, 580 (1950).

6. N.A. Kurnit, LD. Abella, S.R Hartmann, Phys. Rev. Lett., 13, 567 (1964).

7. S.P. Hartmann, IEEE J. Quantum Electron., 4, 802 (1998); P. Hu, S. Geschwind, T.M. Jedju, Phys. Rev. Lett, 37, 1357 (1976).

8. G.W. Series, Phys. Rev, 136, A684 (1964); S. Baskin, W.S. Bichel, D. Fink, and RK. Wangsness, Phys. Rev. Lett, 15, 284 (1965).

9. RL. Shoemaker, and RG. Brewer, Phys. Rev. Lett, 28, 1430 (1972); RG. Brewer, and E.L. Hahn, Phys. Rev. A, 8, 464 (1973).

10. U. Fano, Phys. Rev, 124, 1866 (1961).

11. N.C. Wong, E.S. Kintzer, J. Mlynek, RG. DeVoe, RG. Brewer, Phys. Rev. B, 28, 4993 (1983).

12. K. Chiang, E.A. Whittaker, and S.R Hartmann, Phys. Rev. B, 23, 6142 (1981).

13. B.S. Mathur, H. Tang, R Bulos, and W. Happer, Phys. Rev. Lett, 21, 1035 (1968).

14. J. Mlynek, K.H. Drake, G. Kersten, D. Fr61ich, and W. Lange, Opt. Lett, 6, 87 (1981).

15. G. Alzetta, A. Gozzini, L. Moi, and G. Orriols, Nuovo Cimento B, 36, 5 (1976); H.R Gray, RM. Whitley, and C.R Stroud, Jr., Opt. Lett, 3, 218 (1978).

16. O. Kocharovskaya, YI. Khanin, JETP Lett, 48, 630 (1988); M.O. Scully, S.Y Zhu, A. Gavrielides, Phys. Rev. Lett, 62, 2813 (1989); S.E. Harris, Phys. Rev. Lett, 62, 1033 (1989).

17. O. Kocharovskaya and YI. Khanin, Zh. Eksp. Theor. Fiz, 90, 1610 (1986); O. Kocharovskaya, and P. Mandel, Phys. Rev. A, 42,523 (1990); K.-J. Boiler, A. lmamoglu, S.E. Harris, Phys. Rev. Lett, 66, 2593 (1991); J.E. Field, K.H. Hahn, S.E. Harris, Phys. Rev. Lett, 67,3062 (1991).

18. S.E. Harris, Phys. Today, 50, 36 (1997); J.P. Marangos, J. Mod. Opt, 45, 471 (1998).

19. YI. Heller, A.K. Popov, Opt. Commun, 18, 7 (1976); Y.I. Heller, V.F. Lukinykh, A.K. Popov, and V.V. Slabko, Phys. Lett. A, 82, 4 (1981).

20. E. Arimondo, in Progress in Optics XXXV, edited by E. Wolf (Elsevier Science, Amsterdam, 1996), p. 257-354.

21. K. Bergmann, H. Theuer, and B.W. Shore, Rev. Mod. Phys, 70, 1003 (1998).

22. O. Kocharovskaya, Yu. Rostovtsev, M.O. Scully, Phys. Rev. Lett, 86, 628 (2001); D. Strekalov, A.B. Matsko, N. Yu, L. Maleki, Phys. Rev. Lett, 93,023601 (2004).

23. C. Liu, Z. Dutton, C.H. Behroozi, L.V. Hau, Nature (London), 409, 490 (2001); D.F. Phillips, A. Fleischhauer, A. Mair, RL. Walsworth, M.D. Lukin, Phys.Rev.Lett, 86, 783 (2001); M.D. Lukin, Rev. Mod. Phys, 75,457 (2003).

24. L.D. Landau and E.M. Lifshitz, Electrodynamics of Continuous Media, Teo-reticheskaya fizika (Izd. 2-е), Vol. 8, 2nd rev. and enl. edition, (ButterworthHeinemann, Oxford, 1995).

25. S.E. Harris, J.E. Field, A. Kasapi, Phys. Rev. A, 46, R29 (1992).

26. R. Wynands, and A. Nagel, Appl. Phys. B, 68, 1 (1999); S. Knappe, R. Wynands, J. Kitching, H.G. Robinson, and L. Hollberg, J. Opt. Soc. Am. B, 18, 1545 (2001); S. Knappe, V. Shah, P.D.D. Schwindt, L. Hollberg, J. Kitching, L.-A. Liew, and J. Moreland, Appl. Phys. Lett., 85, 1460 (2004).

27. M.a. Scully, and M. Fleischhauer, Phys. Rev. Lett., 69, 1360 (1992); D. Budker, V.V. Yashchuck, and M. Zolotorev, Phys. Rev. Lett., 81, 5788 (1998); A. Nagel, L. Graf, A. Naumov, E. Mariotti, V. Biancalana, D. Meschede, and R. Wynands, Europhys. Lett., 44, 31 (1998); 1. Novikova, A.B. Matsko, G.R. Welch, Opt. Lett., 26, 1016 (2001); D. Budker, W. Gawlik, D.F. Kimball, S.M. Rochester, V.V. Yashchuk, A. Weis, Rev. Mod. Phys., 74, 1153 (2002).

28. S. E. Harris. Phys. Today 50, 36 (1997); M. Fleischhauer, A. Imamoglu, and J. P. Marangos, Rev. Mod. Phys. 77, 633 (2005).

29. P. A. Anisimov, R. A. Akhmedzhanov, I. V. Zelensky et ai., JETP 96, 801 (2003).

30. H. Schmidt, K. L. Kampman, A. C. Gossard, and A. Imamoglu, Appi. Phys. Lett. 70, 3455 (1997); G. B. Serapiglia, E. Paspalakis, C. Sirtori et ai., Phys. Rev. Lett. 84, 1019 (2002). C. Wei and N.B. Manson, Phys. Rev. A 60, 2540 (1999); P. R. Hemmer, A. Turukhin, and S.M. Shahriar, J. Musser. Opt. Lett. 26, 361 (2001).

31. Y. Zhao, C. Wu, B.-S. Ham, and M. K. Kim, Phys. Rev. Lett. 79, 641 (1997).

32. B.-S. Ham, S. M. Shahriar, and P. R. Hemmer, Opt. Lett. 22, 1138 (1997); K. Yamamoto, K. Ichimura, and N. Gemma, Phys. Rev. A 58, 2460 (1998); R. Akhmedzhanov, L. Guschin, E. Kuznetsova et ai., J. Modern Optics 53, 2449 (2006).

33. J.B.W. Morsink and D.A. Wiersma. Chem. Phys. Lett. 65, 105 (1979)

34. E. Fraval, M.J. Sellars and J.J. Longdell. Phys. Rev. Lett. 92, 077601 (2004)

35. M. Fleischhauer and M.D. Lukin. Phys. Rev. Lett. 84, 5094 (2000)

36. Udem Т., Huber A., Gross B. et al. Phase-Coherent Measurement of the Hydrogen 1S-2S Transition Frequency with an Optical Frequency Interval Divider Chain. //Phys. Rev. Lett., 1997, V.79, P.2646-2649; J.Reichert, M.Niering, R.Hozwarth et al, Phase Coherent Vacuum-Ultraviolet to Radio Frequency Comparison with a Mode-Locked Laser. //Phys. Rev. Lett., 2000, V.84, P.3232-3235

37. R.N. Shakhmuratov and J. Odeurs, Hyperfine Interactions, 135, 215 (2001)

38. A.S. Zibrov, A.B. Matsko, M.O. Scully, Physical Review Letters, 89, 103601 (2002): D.V. Kosachiov, E.A. Korsunsky, European Physics Journal D, 11, 457 (2000)

39. Садыков Э.К., Аринин B.B., Вагизов Ф.Г. Квантовая интерференция в спектрах мессбауэровского рассеяния. Письма в ЖЭТФ. Т. 82. N 7. С. 484-488

(2005)

40. Садыков Э.К., Аринин В.В., Вагизов Ф.Г., Кочаровская O.A. Р.ч. контролируемая квантовая интерференция на мессбауэровских переходах // Учёные записки КГУ, серия физико-математические науки. Т. 148, книга 1, с. 30-50

(2006)

41. М. Nilsson, L. Rippe, S. Kroll et al., Physical Review B, 70, 214116 (2004)

42. A.A. Kaplanskii and R.M. Macfarlane, Spectroscopy of solids containing rare earth ions, Chapter 3, North-Holland (1987)

ГУЩИН Лев Анатольевич

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ КВАНТОВЫХ ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ В ГАЗЕ ВОЗБУЖДЁННЫХ АТОМОВ И В ПРИМЕСНЫХ КРИСТАЛЛАХ

Автореферат

Подписано в печать 06.09.2013. Формат 60 х 90 У1й . Бумага офсетная. Усл. печ. л. 1,75. Тираж 100 экз. Заказ №65 (2013)

Отпечатано на ризографе в топографии Института прикладной физики РАН 603950 Н. Новгород, ул. Ульянова, 46

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт прикладной физики Российской академии наук

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ КВАНТОВЫХ ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ В ГАЗЕ ВОЗБУЖДЕННЫХ АТОМОВ И В ПРИМЕСНЫХ КРИСТАЛЛАХ

01.04.21 - лазерная физика

Диссертация на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

На правах рукописи

04201362675

ГУЩИН ЛЕВ АНАТОЛЬЕВИЧ

Научный руководитель

доктор физико-математических наук

Ахмеджанов Ринат Абдулхаевич

Нижний Новгород 2013

Оглавление

Введение

Глава 1. Когерентное пленение населённости и электромагнитно индуцированная прозрачность в газе возбуждённых атомов.

Измерение магнитного поля...................................................................24

1.1. Оценки возможности наблюдения эффектов КПН и ЭИП в плазме и реализации диагностики плазмы и магнитометрии

с его помощью.............................................................................25

1.2. Экспериментальная проверка: наблюдение КПН и ЭИП в газе возбуждённых атомов, измерение величины и направления

магнитного поля.............................................................................45

Глава 2. Интерференционные эффекты в условиях двойного

радиооптического резонанса..................................................................55

2.1. Радиочастотно индуцированная оптическая прозрачность.................56

2.2. Исследование перераспределения интенсивности каналов рассеяния резонансной флуоресценции в условиях двойного радиооптического резонанса...........................................................68

Глава 3. Электромагнитно индуцированная прозрачность в конденсированных

О.!.

средах на примере кристаллов Рг :ЬаР3иМс1 :ЬаРз................................................80

3.1. Электромагнитно индуцированная прозрачность

в кристалле Рг3+:ЬаРз........................................................................81

3.2. Электромагнитно индуцированная прозрачность

в кристалле Ыс13+:ЬаРз....................................................................99

Результаты.......................................................................................110

Список литературы............................... ..............................................113

Введение

Наблюдения эффекта деполяризации резонансной флуоресценции в парах ртути в присутствии внешнего магнитного поля, проведенные Вудом и Эллетом [1] и объясненные Ханле [2] в 1924г., положили начало истории изучения атомных и ядерных интерференционных и когерентных явлений. Этот эффект, названный в честь Ханле, является прямым следствием зеемановской когерентности, создаваемой на верхнем возбужденном уровне когерентно поляризованным светом, и может быть объяснен как результат квантовой интерференции амплитуд рассеяния. Такая квантовая интерференция проявляется в виде изменения поляризации рассеянного резонансного излучения при изменении расщепления зеемановских подуровней возбужденного состояния. Интерференционный эффект исчезает, когда зеемановское расщепление превышает их ширину Г. Эффект Ханле дает очень надежный способ измерения времени жизни возбужденных уровней атомов и молекул. Более общим случаем эффекта Ханле для невырожденных уровней и ненулевых магнитных полей является эффект пересечения уровней. Фактически, эффект Ханле вместе с явлением пересечения уровней длительное время оставались единственными доступными методами бездоплеровской спектроскопии [3].

На сегодняшний день получили развитие такие атомные когерентные и интерференционные явления, как: самоиндуцированная прозрачность [4]; спиновое [5], фотонное [6] и рамановское [7] эхо; квантовые [8] и Рамановские [9] биения; автоионизационные резонансы Фано [10] и т.д.; а также эффекты двойного радиочастотно/микроволново-оптического резонанса: рамановский гетеродинный метод [11], двойной ядерный резонанс фотонного эха [12], двойной резонанс с оптической накачкой [13], двойной когерентный оптический резонанс [14]. Эти эффекты нашли множество приложений в атомной и молекулярной спектроскопии.

В последнее десятилетие привлекают внимание новые интерференционные явления: когерентное пленение населенности (КПН) и электромагнитно

индуцированная прозрачность (ЭИП). Эти эффекты были открыты экспериментально в конце 1970-х гг. [15] и теоретически объяснены независимо двумя группами исследователей в конце 80-х [16] - начале 90-х [17] годов. Интерес к ним обусловлен их необычными свойствами и потенциальными приложениями. Такие интерференционные явления возникают в многоуровневых атомных и молекулярных системах при взаимодействии с когерентными электромагнитными полями. Простейшая система, в которой они могут наблюдаться - трехуровневая атомная или молекулярная система (Рис. 1), взаимодействующая с двумя лазерными полями. При этом, переходы (как правило, оптические), управляемые лазерными полями дипольно разрешены, в то время как третий переход (обычно зеемановский или сверхтонкий) дипольно запрещен. Когда разность частот двух оптических полей совпадает с расщеплением нижних подуровней, возникает такое суперпозиционное состояние нижних подуровней, из которого атомы не возбуждаются на верхний уровень (несмотря на наличие резонансных полей). Такая интерференция может приводить к существенным изменениям оптического отклика системы. В частности, поглощение пробного поля, настроенного в резонанс с каким-либо переходом, может значительно уменьшаться, при этом оптически плотная среда становится прозрачной для пробного поля. Этот эффект получил название электромагнитно индуцированная прозрачность (ЭИП) [18] в силу того, что прозрачность для пробного поля индуцируется другим электромагнитным полем, которое еще называют контрольным или управляющим. Впервые деструктивная интерференция такого типа была открыта Фано [10], который обнаружил, что скорость ионизации атома демонстрирует резко выраженное подавление, когда ионизация может происходить одновременно путем прямого возбуждения в континуум и путем перехода в автоионизационное состояние, сопровождаемого быстрым безизлучательным переходом в континуум. Как было показано в [19], интерференция такого типа может возникать даже в отсутствие автоионизационного состояния, если какой-либо дополнительный лазер действует из связанного состояния в континуум. В этом случае он перемешивает связанное

состояние с континуумом и создает аналог автоионизационного состояния.

|3> |1>

м

|1> |3>

а) б)

Рис. 1. Схемы трёхуровневых атомных или молекулярных систем, в которых под действием двух электромагнитных полей наиболее просто реализуются интерференционные эффекты: а) Л-схема; б) F-схема; в) каскадная схема.

В средах, где возможна интерференция различных каналов возбуждениия, наблюдается ряд новых явлений, среди которых когерентное пленение населенности (Coherent Population Trapping) [22], когерентный перенос населенности (Coherent Population Transfer) [23].

Когерентное пленение населенности впервые наблюдалось как подавление резонансной флуоресценции в парах натрия под действием лазерного излучения в условиях двухфотонного резонанса. В отсутствие процессов релаксации амплитуда вероятности возбужденного состояния |з) описывается уравнением:

^ = /(Q^ е,Лз1'+ П2с2 е,Аз2') = i(fi,c, е'л'+ Q2c2)ei&*' (1.1)

где Qj 2 = jU3l Ъ2ЕХ2/2Н - частоты Раби лазерных полей («31,32 ~ дипольные моменты

переходов |3) <-» |l) и |3) <-» |2), Е]>2 - медленно меняющиеся амплитуды лазерных

полей); С], С2 и С3 - амплитуды вероятностей соответствующих состояний, Л3132 = гу3132 - со12 - отстройки частот лазерных полей со12 от частот переходов

|2>

J У к г

J 113>

1 г

|1> в)

со31,32', А = ¿у2| -(¿у, -со2) - двухфотонная отстройка лазерных полей от дипольно запрещенного перехода |2)<-»|1). В случае точного двухфотонного резонанса,

когда Д=0, возникает суперпозиция нижних уровней, в которой атомы не возбуждаются на верхний уровень, не создавая, таким образом, флуоресценции.

Такое «темное» или «плененное» состояние и ортогональное ему «светлое»

состояние записываются в виде:

и=||0, о,)

1*> = ||1> + ||2>, (1.3)

где О = л/Ц2 +0.22 - эффективная частота Раби полей. «Темное» состояние не

связано с возбужденным, таким образом, если система переходит в «темное» состояние, она становится прозрачной для приложенных оптических полей. «Светлое» состояние связано с возбужденным, поэтому со временем вся населенность из «светлого» состояния переводится в «темное» под действием спонтанного распада из возбужденного состояния, который идет на оба нижних уровня. В результате, среда переходит в суперпозиционное состояние нижних подуровней, описываемое выражением (1.2), и не взаимодействует с оптическими полями (Рис. 2).

Когда оба электромагнитных поля близки по интенсивности, нижние подуровни имеют сравнимые населенности в «темном» состоянии. Если же одно из полей значительно интенсивнее другого, например, С12 » , то, как следует из

выражения (1.2), «темное» состояние совпадает с состоянием |1) (режим ЭИП).

Когда система в условиях двухфотонного резонанса переходит в «темное» состояние, мнимая часть восприимчивости в линейном приближении по интенсивности пробного поля стремится к нулю.

|3> |3>

|1> |(1> а) б)

Рис. 2. а) Л-схема (3 уровня, взаимодействующих с двумя непрерывными лазерными полями), в которой обычно наблюдается КПН; б) Альтернативное описание в терминах тёмного |с!> и светлого |Ь> состояний, иллюстрирующее перевод населённости в «тёмное» состояние оптической накачкой.

Выражение для восприимчивости состоит из двух слагаемых: первое описывает поглощение при прямом переходе |1)—»|з), второе слагаемое отвечает

за другой путь перехода на верхний уровень, включающий уровень |2), а именно,

процессы |1)-»|з)-»|2)-^|3), |1}-*|з}->|2)->|з)->|2)-»|з) и т.д. Слагаемые в

выражении (1.2) имеют противоположные знаки, поэтому, если уровень |2)

метастабильный, они в точности уничтожают друг друга. В спектре поглощения пробного поля, определяемом мнимой частью восприимчивости, в точке точного двухфотонного резонанса возникает узкий провал. Ширина этого провала почти не зависит от доплеровского уширения и однородного уширения оптических переходов и определяется, главным образом, скоростью распада фазовой когерентности между состояниями |1) и |2). Если уровень |2) метастабильный, то

скорость распада фазовой когерентности между состояниями |1) и |2) может быть

очень мала.

Следует отметить разницу между когерентным пленением населенности (КПН) и электромагнитно индуцированной прозрачностью (ЭИП). КПН

описывает локальный отклик атомов при взаимодействии с внешними полями, в то время как ЭИП описывает интегральный самосогласованный нелинейный эффект распространения бихроматического излучения через оптически плотную резонансную среду. Сущность ЭИП заключается в том, что в условиях двухфотонного резонанса двухкомпонентное поле может распространяться без поглощения в среде, в которой каждая из компонент по отдельности сильно поглощается. Узкий провал в мнимой части восприимчивости сопровождается очень резкой дисперсионной зависимостью реальной части восприимчивости [27]. Как было отмечено в [28], такая дисперсия может приводить к уменьшению групповой скорости пробного светового импульса, распространяющегося в среде в условиях ЭИП. Когда интенсивность пробного импульса много меньше интенсивности управляющего поля, существует возможность управления групповой скоростью светового импульса, распространяющегося через среду (возможность уменьшения ее до нескольких метров в секунду [23] или полной остановки [25]) и, как следствие, возможность записи светового импульса в долгоживущее суперпозиционное спиновое состояние атомов с последующим считыванием его (в идеале - без потерь) [26]. Это явление, предсказанное в теории, получило впоследствии многочисленные подтверждения в экспериментах с газами (как горячими, так и холодными - бозе-эйнштейновским конденсатом) и твердыми средами (полупроводники; кристаллы, допированные ионами редкоземельных металлов). Управление скоростью светового импульса посредством изменения интенсивности управляющего поля может быть использовано в таких устройствах, как оптические буферы и линии задержки. В работе [26] показано, что в условиях электромагнитно индуцированной прозрачности возникает связанное состояние электромагнитного поля и коллективных спиновых возбуждений — «темный поляритон». Его свойства, а именно, скорость распространения и соотношение фотонной и спиновой компонент, определяются классическим внешним управляющим полем. При адиабатическом выключении управляющего поля поляритон полностью переходит в спиновую компоненту и останавливается, что приводит к записи

квантового состояния фотонов в спиновое состояние атомного ансамбля. Впоследствии пробный импульс может быть восстановлен при включении управляющего поля, при этом он будет иметь такое же квантовое состояние, как и исходный импульс. Последний эффект можно считать первым шагом к реализации хранения и обработки оптической квантовой информации и квантового компьютинга.

ЭИП позволяет реализовать процессы нелинейного смешения в условиях двухфотонного резонанса. Следует отметить, что нелинейные взаимодействия в условиях резонанса значительно усиливаются, однако, усиливается и линейное поглощение. ЭИП позволяет значительно уменьшить линейное поглощение, при этом восприимчивости более высокого порядка не изменяются или даже усиливаются за счет конструктивной интерференции амплитуд вероятности [29]. Поскольку порог интенсивности управляющего поля, необходимый для установления ЭИП, значительно ниже интенсивности насыщения, становятся возможны нелинейные эффекты на уровне интенсивности единичного фотона [30]. При помощи ЭИП могут быть реализованы при значительно меньших интенсивностях, чем ранее, многие нелинейные эффекты, такие как: нелинейное преобразование частоты [31] в широком диапазоне вплоть до вакуумного ультрафиолета [32], обращение волнового фронта [33], четырехволновое

87

смешение [34] и т.д. Недавно в холодном газе атомов Rb было продемонстрировано четырехволновое смешение при мощности накачки ~10"9 Вт

19

и энергии -10" Дж [35]. В условиях ЭИП также значительно усиливается керровская нелинейность при чрезвычайно низкой мощности лазерных полей [36], Это свойство может быть использовано в резонаторной квантовой электродинамике для усиления фотон-фотонного взаимодействия [36], что важно для реализации некоторых квантовых логических операций [36]. Оно также стало основой для так называемой «нелинейной оптики с максимальной когерентностью» ("nonlinear optics with maximum coherence"), когда среда, предварительно переведенная в суперпозиционное состояние с большой атомной или молекулярной когерентностью, служит локальным осциллятором

нелинейного преобразования частоты с исключительно высокой эффективностью [38]. Этот способ был использован для генерации широкого оптического спектра за счет модуляции коэффициента преломления среды двумя лазерными полями, находящимися почти в точном резонансе с парой молекулярных уровней, в молекулярном дейтерии [39]. Полученный таким образом спектр боковых гармоник может быть сжат в последовательность субфемтосекундных импульсов. В работе [40] таким способом был получен единичный импульс с длительностью 0.5-10"15 с.

Использование квантовой интерференции для подавления поглощения позволяет создать лазеры с уменьшенной интенсивностью накачки или даже вообще без инверсии населенности [41]. С лазерами без инверсии (ЛБИ) связываются надежды на получение излучения в рентгеновском и гамма-диапазоне, где использование традиционных методов, требующих создания инверсии населенности и, следовательно, некогерентной накачки, превосходящей спонтанное излучение с метастабильного лазерного уровня, невозможно или трудноосуществимо [42]. Некогерентная накачка населенности в верхнее состояние может также приводить к резонансному усилению показателя преломления с одновременным уменьшением поглощения [43].

Ввиду того, что резонансы ЭИП и КПН имеют чрезвычайно малую ширину, эти эффекты могут быть использованы для прецизионных измерений, спектроскопии, метрологии, создания атомных часов [44], магнитометрии [45] и т.д. Следует отметить, что методы, основанные на ЭИП и КПН, обладают существенными преимуществами по сравнению с другими лазерными методами. Электромагнитно индуцированная прозрачность обладает большим потенциалом для измерения магнитного поля. В отличие от измерения зеемановских сдвигов с помощью лазерно индуцированной флуоресценции, разрешение ЭИП-методов не ограничено шириной линии оптического перехода, следовательно, разрешение по магнитному полю может быть выше на несколько порядков.

Большинство экспериментальных работ по электромагнитно индуцированной прозрачности были проведены в газовых средах (см. [46] и цитируемую там

литературу), в том числе в плазме [47] - в системах с разрешенными рабочими переходами и небольшим (доплеровским) их уширением, в силу чего для наблюдения эффекта требуются и