ZPOMALENÉ A ZASTAVENÉ SVĚTLO. A. Kalvová, FZÚ AV ČR, Praha a B. Velický, MFF UK a FZÚ AV ČR, Praha

Transkript

1 ZPOMALENÉ A ZASTAVENÉ SVĚTLO A. Kalvová, FZÚ AV ČR, Praha a B. Velický, MFF UK a FZÚ AV ČR, Praha

2 ... po pěti letech A. Kalvová, FZÚ AV ČR, Praha a B. Velický, MFF UK a FZÚ AV ČR, Praha

3 historicky první, ale naprosto typický výsledek experimentu FZÚ AV ČR 3

4 sodíková D-čára FZÚ AV ČR 4

5 obálka pulsu na vstupu sodíková D-čára FZÚ AV ČR 5

6 obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu sodíková D-čára 7.05 μs FZÚ AV ČR 6

7 obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu sodíková D-čára v G = m 1 = 3.5 ms s FZÚ AV ČR 7

8 BEC??? obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu sodíková D-čára v G = m 1 = 3.5 ms s FZÚ AV ČR 8

9 Vývoj atomová pára T 0 zpomalení FZÚ AV ČR 9

10 Vývoj atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T. zpomalení FZÚ AV ČR 10

11 Vývoj atomová pára T 0 zpomalení zastavení atomová pára T R.T. zpomalení zastavení FZÚ AV ČR 11

12 Vývoj atomová pára T 0 zpomalení zastavení atomová pára T R.T. zpomalení zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & zastavení krystal s def. T R.T. zpomalení FZÚ AV ČR 1

13 Vývoj atomová pára T 0 zpomalení zastavení pomalé světlo a BEC atomová pára T R.T. zpomalení zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & zastavení krystal s def. T R.T. zpomalení nové principy (makroskopické jevy) FZÚ AV ČR 13

14 Vývoj atomová pára T 0 zpomalení zastavení pomalé světlo a BEC atomová pára T R.T. zpomalení zastavení "PLYN" TÉMĚŘ NEZÁVISLÝCH ATOMŮ V KOHERENTNÍ INTERAKCI SE SVĚTLEM krystal s def. T 5 K zpomalení & zastavení krystal s def. T R.T. zpomalení dnes nediskutujeme nové principy (makroskopické jevy) FZÚ AV ČR 14

15 Zpomalené a zastavené světlo v řídkých atomárních soustavách... dnešní téma Makroskopický popis zpomalení i úplné zastavení světla... malá grupová rychlost v g podmínka: vysoká disperse a malá absorpce kolem nosné frekvence pulsu Možnosti: na základě jevů kvantové koherence světla a hmotné soustavy Elektromagneticky Indukovaná Transparence -- EIT... navrhováno dávno v teoretické kvantové optice 1969 koherentní oscilace obsazení hladin... teoreticky objeveno a zkoumáno od r Realisace: počínajíc rokem 1999, stále v rozvoji v experimentální oblasti laserová spektroskopie vysokého rozlišení volba, příprava a ovládání atomárních systémů v teoretické oblasti kvantová optika atomová fysika FZÚ AV ČR 15

16 AKT I. ZPOMALENÉ SVĚTLO pohled makroskopické fysiky pohled kvantové optiky pohled atomové fysiky a konkrétní experimenty

17 Pohled makroskopické fysiky puls jako vlnové klubko v dispergujícím prostředí výrazy pro grupovou rychlost makroskopická elektrodynamika hmotných prostředí Maxwellovy rovnice, materiálový vztah, elmg. vlny komplexní index lomu, Kramers-Kronigovy relace podmínky pro zpomalení a zastavení světla

18 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí rovinná monochromatická vlna fázová rychlost vlny o frekvenci ω index lomu u φ (Moivre e i = cosφ + i sinφ ). ( x, t) = cos( ω [ t x / vf ( ω )] ) = cos( ω [ t n( ω ) x / c] ) = Re { exp ( iω [ t n( ω ) x / c] )} v f ( ( ω) ( ω) n = c / v f f á z e FZÚ AV ČR 18

19 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí rovinná monochromatická vlna fázová rychlost vlny o frekvenci ω index lomu u ( x, t) = cos( ω [ t x / vf ( ω )] ) = cos( ω [ t n( ω ) x / c] ) = Re { exp ( iω [ t n( ω ) x / c] )} φ (Moivre e i = cosφ + i sinφ ). v f ( ( ω) ( ω) n = c / v f f á z e bezdispersní prostředí v f n ( ω) = c ( ω) = 1 FZÚ AV ČR 19

20 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II. puls o nosné frekvenci ω vlnové klubko lineární superposice rovinných vln u fáze do lineární aproximace podle η ϖ grupový index lomu dϖ = π ω δ < ϖ = ω + η < ω + δ ( x, t) A( ϖ ) exp( iϖ [ t n( ϖ ) x / c] ) [ t n( ϖ ) x c] = ω [ t n( ω) x / c] + η [ t n( ω) x / c] ( ω) d n / ω η x dω ( ω ) = n( ω ) n + g d n ω d ( ω ) ω / c FZÚ AV ČR 0

21 u u Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II. puls o nosné frekvenci ω vlnové klubko dη = π ( x, t) exp( iω [ t n( ω) x / c] ) A( ω + η) exp iη t n ( ω) ( x, t) = exp( iω [ t x / v ( ω) ]) A t x / v ( ω) f ( ) g ( [ x / c] ) g nosná vlna obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost f ( ω) = c n( ω) v g ( ω) = c / ng ( ω) v / index lomu grupový index lomu n( ω ) ( ω ) = n( ω ) n + ω 1 < n < 4?????? g d n ( ω ) d ω FZÚ AV ČR 1

22 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II. puls o nosné frekvenci ω vlnové klubko u u dη = π ( x, t) exp( iω [ t n( ω) x / c] ) A( ω + η) exp iη t n ( ω) ( x, t) = exp( iω [ t x / v ( ω) ]) A t x / v ( ω) f nosná vlna obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost index lomu grupový index lomu ( ω ) = n( ω ) n + ω g ( ) f ( ω) = c n( ω) v g ( ω) = c / ng ( ω) v / n( ω ) ( [ x / c] ) ( ω ) d ω 1 < n < 4?????? rozhodující je disperse indexu lomu g d n g FZÚ AV ČR

23 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí III. v bezdispersním prostředí se fáze a obálka pulsu pohybují společně, v f = v g v dispersivním prostředí fáze předbíhá obálku pulsu nízké frekvence -- vysoké, v f >v g souřadnice x čas t souřadnice x čas t FZÚ AV ČR 3

24 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) funkce odezvy (paměťová funkce) -- mikroskopický výpočet nutný FZÚ AV ČR 4

25 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) funkce odezvy (paměťová funkce) -- mikroskopický výpočet nutný FZÚ AV ČR 5

26 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 posunutí vakua polní komponenta induk. polarisace hmotná komponenta odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) funkce odezvy (paměťová funkce) -- mikroskopický výpočet nutný FZÚ AV ČR 6

27 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 posunutí vakua polní komponenta induk. polarisace hmotná komponenta odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) funkce odezvy (paměťová funkce) -- mikroskopický výpočet nutný FZÚ AV ČR 7

28 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 posunutí vakua polní komponenta induk. polarisace hmotná komponenta odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální t P r, t = ε 0 dt' χ t t' E r, t' ( ) ( ) ( ) funkce odezvy (paměťová funkce) -- mikroskopický výpočet nutný FZÚ AV ČR 8

29 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 posunutí vakua polní komponenta induk. polarisace hmotná komponenta odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) funkce odezvy (paměťová funkce) FZÚ AV ČR 9

30 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 posunutí vakua polní komponenta induk. polarisace hmotná komponenta odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) funkce odezvy (paměťová funkce) -- mikroskopický výpočet FZÚ AV ČR 30

31 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky rote rotb divd divb D = B = μ0d = 0 = 0 = ε E + P 0 posunutí vakua polní komponenta induk. polarisace hmotná komponenta odpovědi materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole. lokální, lineární, kausální P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) FYSIKA funkce odezvy (paměťová funkce) -- mikroskopický výpočet FZÚ AV ČR 31

32 Materiálový vztah a komplexní index lomu N materiálový vztah dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r. podmínka řešitelnosti P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) E = Aexp P χ ( i ω[ t N ( ω) x / c] ) ( r, t ) = ε 0χ( ω) E( r,t) ( ω) = dt' χ( t' ) exp( iω t' ) 0 [ N ( ω) ] = 1+ χ( ω) N = ε r komplexní index lomu FZÚ AV ČR 3

33 Materiálový vztah a komplexní index lomu N materiálový vztah dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r. podmínka řešitelnosti P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) E = Aexp P χ ( i ω[ t N ( ω) x / c] ) ( r, t ) = ε 0χ( ω) E( r,t) ( ω) = dt' χ( t' ) exp( iω t' ) 0 [ N ( ω) ] = 1+ χ( ω) N = ε r komplexní index lomu komplexní permitivita FZÚ AV ČR 33

34 Materiálový vztah a komplexní index lomu N materiálový vztah dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r. podmínka řešitelnosti P t ( r, t ) = ε 0 dt' χ( t t' ) E( r, t' ) E = Aexp P χ ( i ω[ t N ( ω) x / c] ) ( r, t ) = ε 0χ( ω) E( r,t) ( ω) = dt' χ( t' ) exp( iω t' ) 0 [ N ( ω) ] = 1+ χ( ω) N = ε r komplexní index lomu komplexní permitivita Maxwellův vztah FZÚ AV ČR 34

35 N Kramers-Kronigova relace ( ω) = n ( ω) + i k( ω) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient (útlum/absorpce vlny) Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé χ ( ω) = χ' ( ω) + iχ" ( ω) = dt χ() t exp( iω t ) dvě 0 jedna reálná funkce K-K relace je integrální transformace n π η ω η ( ω) = 1+ dη k( η) 0 FZÚ AV ČR 35

36 N Kramers-Kronigova relace ( ω) = n ( ω) + i k( ω) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient (útlum/absorpce vlny) Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace n π η ω η ( ω) = 1+ dη k( η) 0 Bez absorpce není disperse FZÚ AV ČR 36

37 Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k N ( ω) = n ( ω) + i k( ω) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient (útlum/absorpce vlny) Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace n π η ω η ( ω) = 1+ dη k( η) 0 Bez absorpce není disperse ale jádro integrálu je silně singulární pro η = ω FZÚ AV ČR 37

38 Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k (útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace Bez absorpce není disperse lokální vztahy N n ( ω) = n ( ω) + i k( ω) π η ω η ( ω) = 1+ dη k( η) 0 ale jádro integrálu je silně singulární pro η = ω k(ω) maximum minimum vzestup pokles n(ω) pokles vzestup maximum minimum FZÚ AV ČR 38

39 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω iγ p ω 0 γ ω iγ Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 FZÚ AV ČR 39

40 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω + iγ Dvě Lorentzovy linie γ p ω ω iγ 0 Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 modrá homogenně rozšířená absorpční linie disperse střídá se normální anomální normální FZÚ AV ČR 40

41 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω iγ Dvě Lorentzovy linie + - γ p ω ω iγ 0 Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 modrá homogenně rozšířená absorpční linie disperse střídá se normální anomální normální červená úzká "anti-absorpce"... okno průhlednosti disperse strmý téměř lineární nárůst indexu lomu FZÚ AV ČR 41

42 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω iγ Dvě Lorentzovy linie + - γ p ω ω iγ 0 Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 modrá homogenně rozšířená absorpční linie disperse střídá se normální anomální normální červená úzká "anti-absorpce"... okno průhlednosti disperse strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k FZÚ AV ČR 4

43 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω iγ Dvě Lorentzovy linie + - γ p ω ω iγ 0 Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 modrá homogenně rozšířená absorpční linie disperse střídá se normální anomální normální červená úzká "anti-absorpce"... okno průhlednosti disperse strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý)... zpomalený netlumený FZÚ AV ČR 43

44 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω iγ Dvě Lorentzovy linie + - γ p ω ω iγ 0 Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 modrá homogenně rozšířená absorpční linie disperse střídá se normální anomální normální červená úzká "anti-absorpce"... okno průhlednosti disperse strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý)... zpomalený netlumený kde hledat??? aktivní prostředí buzené pomocným laserem FZÚ AV ČR 44

45 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω iγ Dvě Lorentzovy linie + - γ p ω ω iγ 0 Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 HLUBŠÍ VÝZNAM modrá homogenně rozšířená absorpční linie disperse koherentní střídá se normální procesy anomální v normální červená aktivním úzká "anti-absorpce" (otevřeném)... okno průhlednosti disperse strmý téměř lineární nárůst indexu lomu prostředí lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý)... zpomalený netlumený kde hledat??? aktivní prostředí buzené pomocným laserem FZÚ AV ČR 45

46 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Výchozí model: N ( ω) = 1+ ω 0 Γ ω iγ Dvě Lorentzovy linie + - γ p ω ω iγ 0 Γ = 5, p =.9, γ = 0,5 HLUBŠÍ VÝZNAM modrá homogenně rozšířená absorpční linie disperse koherentní střídá se normální procesy anomální v normální červená aktivním úzká "anti-absorpce" (otevřeném)... okno průhlednosti disperse strmý téměř lineární nárůst indexu lomu prostředí lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý)... zpomalený netlumený kde hledat??? aktivní prostředí buzené pomocným laserem FZÚ AV ČR 46

47 Pohled kvantové optiky zředěný oblak dvouhladinových "atomů" atomová polarisovatelnost, komplexní index lomu zředěný oblak tříhladinových "atomů" (Λ-systém) kvantové provázání hladin, temné stavy, EIT a dál výsledný komplexní index lomu reálné podmínky pro zpomalení a zastavení světla

48 Optická odezva dvouhladinového atomu Δ γ 3 3 ω ωp 1 FZÚ AV ČR 48

49 Optická odezva dvouhladinového atomu Δ γ 3 3 ω ωp 1 základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života) FZÚ AV ČR 49

50 Optická odezva dvouhladinového atomu Δ γ 3 3 ω ωp 1 rozladění resonanční frekvence P... "probe", měřicí sonda proměnná frekvence P- laseru základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života) FZÚ AV ČR 50

51 Optická odezva dvouhladinového atomu ω Δ γ 3 ωp 1 3 rozladění resonanční frekvence P... "probe", měřicí sonda proměnná frekvence P- laseru kvantová Lorentzova resonance atomová susceptibilita: ε 0 α ( ω) P 1 1 μ13 μ13 = = ω ω iγ Δ iγ 3 oscilátorová mohutnost šířka optické linie 3 základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života) Bohrova resonanční podmínka FZÚ AV ČR 51

52 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT Δ γ 3 3 Λ- systém atomových hladin 1... základní obsazený stav... nižší ze dvou excitovaných stavů ω ωp ω C prázdný, přechod 1 zakázaný 3... vyšší excit. stav, konečná šířka přechody 1 3, 3 dovolené 1 ω P ω C naladěná frekvence Probe laseru naladěná frekvence Coupling laseru Velmi produktivní systém v kvantové optice Zde jen EIT Elektromagneticky Indukovaná Transparence FZÚ AV ČR 5

53 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT ω Δ γ 3 ωp 1 3 ω C Elektromagneticky Indukovaná Transparence 1. C-laser naladěný přesně na intensivní Rabiho frekvence Ω kvantové provázání prázdných stavů,3. P-laser naladěný přesně na nevybudí optické přechody 1 3. temné stavy EIT... P svazek prochází 3. Při rozladění C = 1 μ3 Δ=ω - ω P 0 E C ω C ω P pravděpodobnost přechodu strmě roste úzké okno průzračnosti velká positivní disperse indexu lomu FZÚ AV ČR 53

54 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT Δ γ 3 3 Elektromagneticky Indukovaná Transparence ω ωp 1 Δ=ω - ω P ω C atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku ε 0 α ( ω) = 1 μ Δ iγ 13 3 ΩC + 4Δ Ω C = 1 μ3 E C FZÚ AV ČR 54

55 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT Δ γ 3 3 Elektromagneticky Indukovaná Transparence Ω C ω ωp 1 Δ=ω - ω P = 1 μ3 E C ω C atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku ε 0 α ( ω) = 1 μ Δ iγ 13 3 ΩC + 4Δ návrat k dvouhladině FZÚ AV ČR 55

56 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT Δ γ 3 3 Elektromagneticky Indukovaná Transparence ω ωp 1 Δ=ω - ω P ω C atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku ε 0 α ( ω) = 1 μ Δ iγ 13 3 ΩC + 4Δ Ω C = 1 μ3 E C FZÚ AV ČR 56

57 Optické konstanty prostředí při EIT zředěný plyn... malá hustota částic ρ relativní permitivita podmínka ε komplexní index lomu N = grupová rychlost v g r ( ω ) 1 + ρ α ( ω ) εr 1+ 1 ρ α C laser odpojen ("dvouhladina") C laser zapojen EIT c = n ω d d ω ω μ ( ) ω ρ α ε 0 ΩC c ρ P 13 ( ω) << 1 FZÚ AV ČR 57

58 Optické konstanty prostředí při EIT zředěný plyn... malá hustota částic ρ relativní permitivita podmínka ε komplexní index lomu N = grupová rychlost v g r ( ω ) 1 + ρ α ( ω ) εr 1+ 1 ρ α C laser odpojen ("dvouhladina") C laser zapojen EIT c = n ω d d ω ω μ ( ) ω ρ α ε 0 ΩC c ρ P 13 ( ω) << 1 FZÚ AV ČR 58

59 Pohled atomové fysiky a experimenty páry atomů alkalických kovů za nízkých teplot výběr Λ-systému pro grupovou rychlost páry atomů alkalických kovů za pokojových teplot potlačení Dopplerova jevu ionty vzácných zemin využití jevu "spectral hole burning" ionty přechodových kovů (chrom v rubínu) koherentní oscilace obsazení hladin

60 EIT objev a první pokusy teoretická práce S.E. Harris 1969 experiment S.E. Harris 1991 poprvé v parách alk. kovu shoda s teorií snížení absorpce 00 milion krát FZÚ AV ČR 60

61 čtyři výchozí práce FZÚ AV ČR 61

62 Pomalé světlo ve studených parách sodíku FZÚ AV ČR 6

63 Pomalé světlo v horkých parách rubidia Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí ω ω + ω P C P ω C + q q TERM při nízkých teplotách tento problém nevzniká P C v v TERM FZÚ AV ČR 63

64 Pomalé světlo v horkých parách rubidia Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí ω ω P C ω P ω C + + q q TERM při nízkých teplotách tento problém nevzniká P C v v nehomogenní rozšíření spektrálních čar TERM FZÚ AV ČR 64

65 Pomalé světlo v horkých parách rubidia Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí ω ω + ω P C P ω C TERM řešení Dopplerův posuv stejný pro oba svazky při společném působení se posuvy kompensují + q q P C v v TERM FZÚ AV ČR 65

66 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO hyperjemná rozštěpení řádu MHz při optických frekvencích řádu Hz problém: nehomogenní šířka řádu GHz FZÚ AV ČR 66

67 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO hyperjemná rozštěpení řádu MHz při optických frekvencích řádu Hz problém: nehomogenní šířka řádu GHz FZÚ AV ČR 67

68 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO SPECTRAL HOLE BURNING FZÚ AV ČR 68

69 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT FZÚ AV ČR 69

70 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT FZÚ AV ČR 70

71 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT FZÚ AV ČR 71

72 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO výsledky srovnatelné se zředěnými atomovými parami FZÚ AV ČR 7

73 Zpomalené světlo v rubínu rubín Cr:Al O 3 při pokojové teplotě koherentní oscilace obsazení jednoduché zařízení FZÚ AV ČR 73

74 Zpomalené světlo v rubínu výsledky srovnatelné se zředěnými atomovými parami jsou však dosud ve vývoji FZÚ AV ČR 74

75 AKT II. ZASTAVENÉ SVĚTLO

76 Jak se dá zastavit světlo??? Tyto úvahy navázaly na zpomalení světla, byly však mnohem hlubší Zpomalený puls se prostorově smrští v poměru Příklad: puls trvá dobu je dlouhý ve vakuu při 30 m/s měří jen μs 600m 0 μm Může se celý vejít do EIT aktivního prostředí a dlouho tam pobýt Během této doby je možno jeho rychlost řídit regulací výkonu C- laseru, dá se i "zastavit" Otázka: je možná jeho rekuperace a opětné rozběhnutí? To by dávalo možnost nejenom zpožďování, ale i ukládání světelného pulsu do paměti Od statického k dynamickému EIT ( ω) / c 1 n ( ω) v = g / g FZÚ AV ČR 76

77 Jak se dá zastavit světlo??? ε 0 ΩC vg = c ω μ ρ P 13 extinkce intensita C-laseru frekvence disperse frekvence FZÚ AV ČR 77

78 Jak se dá zastavit světlo??? ε 0 ΩC vg = c ω μ ρ P 13 extinkce intensita C-laseru frekvence disperse frekvence FZÚ AV ČR 78

79 Jak se dá zastavit světlo??? ε 0 ΩC vg = c ω μ ρ P 13 extinkce # necháme puls celý vstoupit do látky # vypínáním C-laseru snižujeme grupovou rychlost až k nule # co se však stane po opětovném zapnutí??? intensita C-laseru frekvence frekvence disperse FZÚ AV ČR 79

80 Harvard opět první FZÚ AV ČR 80

81 Zastavené světlo v chladných parách sodíku FZÚ AV ČR 81

82 Zastavené světlo v chladných parách sodíku C laser IN OUT FZÚ AV ČR 8

83 tři publikované práce FZÚ AV ČR 83

84 tři publikované práce FZÚ AV ČR 84

85 Zastavené světlo v horkých parách rubidia FZÚ AV ČR 85

86 Zastavené světlo v horkých parách rubidia INTERFERMETRICKY PROKÁZANÁ KOHERENCE FZÚ AV ČR 86

87 Zastavené světlo v krystalech Pr:YSO FZÚ AV ČR 87

88 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo??? Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou EIT Možné stavy atomů 1 + P - světlo - hmotná excitace (stav 3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) FZÚ AV ČR 88

89 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo??? Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou EIT Možné stavy atomů RAMAN 1 + P - světlo - hmotná excitace (stav 3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) FZÚ AV ČR 89

90 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo??? Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou EIT Možné stavy atomů RAMAN 1 + P - světlo - hmotná excitace (stav 3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) P světlo propojí koherentně všechny excit. atomy... TEMNÝ POLARITON 1... "spin", spinová koherence jako kolektivní excitace v adiabatickém (pomalém) režimu P světlo spinová koherence FZÚ AV ČR 90

91 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo??? Výsledek teorie Při vypínání C laseru zároveň grupová rychlost klesá k nule hmotná excitace tvoří 100% temného polaritonu Zastavena je tedy koherentní excitace atomového podsystému. Po opětném uvolnění se koherentně a vratně promění zpět na světlo FZÚ AV ČR 91

92 AKT III. BEC A ZPOMALENÉ SVĚTLO

93 Přímé pozorování zpomaleného a zastaveného pulsu zobrazení pomocí CCD zobrazení všech atomů 1 základní stav BEC: D Gaussovka č a s selektivní zobrazení atomů ve stavu... "spinová koherence" puls venku dlouhý cca km vtéká... hustota oblaku roste po 5 μs je celý uvnitř, stlačený na 5 μm a zastaven srpkovitý tvar: na krajích je hustota BEC menší, grupová rychlost tedy větší... HAU FZÚ AV ČR 93

94 Atomový laser... HAU cm/s FZÚ AV ČR 94

95 Atomový laser... HAU cm/s kondensát -atomů tvarová změna... interference FZÚ AV ČR 95

96 Atomový laser... HAU cm/s RAMAN P 1 3 C 3 kondensát -atomů tvarová změna... interference FZÚ AV ČR 96

97 ZÁVĚR: KAŽDÝ SI UDĚLEJ SÁM