Асимметрия рассеяния атомов в поле встречных световых импульсов с временной задержкой между ними Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 539.186

АСИММЕТРИЯ РАССЕЯНИЯ АТОМОВ В ПОЛЕ ВСТРЕЧНЫХ СВЕТОВЫХ ИМПУЛЬСОВ С ВРЕМЕННОЙ ЗАДЕРЖКОЙ МЕЖДУ НИМИ

Г. А. Рябенко, В. А. Гринчук, И. А. Гришина, М. Л. Нагаева, В. П. Яковлев

Экспериментально исследуется рассеяние атомов импульсным полем стоячей световой волны. Показано, что временная задержка между встречными импульсами лазерного излучения, формирующими поле, приводит к асимметрии рассеяния. Обсуждается физическая интерпретация наблюдаемых эффектов.

Экспериментальные исследования рассеяния атомов импульсным полем стоячей световой волны резонансного лазерного излучения показали [1-3], что временная задержка (г) между встречными световыми импульсами, формирующими поле, приводит к новым свойствам процесса рассеяния. Особый интерес вызывает асимметрия диаграммы рас< < яния и осцилляция знака асимметрии (направления преимущественного рассеяния ) при изменении отстройки частоты лазерного излучения от резонанса. Данная работа посвя щена более детальному исследованию зависимости диаграммы рассеяния от временной задержки.

В эксперименте [1] ленточный пучок атомов натрия (0.2 х 11 мм2, расходимость ~ 5 • Ю-4 рад, плотность ~ 108 сж"3, продольная скорость иц ~ 5-104 см/с) под прямым углом облучался двумя встречными короткими (Т ~ Ю-8 сек) импульсами резонансного лазерного излучения (рис. 1). На расстоянии ~ 25 см от области взаимодействия атомов с полем стоячей световой волны располагался детектор, регистрирующий рассеянные атомы. Он представлял собой тонкую (0 ~ 0.01 см) нагретую \V-Re проволочку, на поверхности которой происходила ионизация атомов натрия. В качестве источника излучения использовался перестраиваемый по частоте импульсный лазер на красителе Родамин С. Лазер работал как в режиме одной моды (ширина линии ~ 0.15 ГГц), так и

в режиме нескольких мод (ширина огибающей спектральной линии ~ 0.4 ГГц). Исследования [4] показали, что такие изменения в спектре лазерного излучения не оказывают заметного влияния на процесс рассеяния. Центр огибающей спектральной линии лазерного' излучения настраивался на резонанс с линией натрия с точностью ~ 1.3 ГГц.

Лазерноеизлучение

Детектор

Источник ^ Диафрагмы 3еРкал0

Рассеянные атомы

Рис. 1. Экспериментальная установка.

В экспериментах [1 - 3], в которых были обнаружены новые свойства процесса рассе яния, поле стоячей световой волны создавалось с помощью отражения первоначального лазерного пучка от зеркала, стоящего на расстоянии ~ 1 см от плоскости ленты атомно го пучка (см. рис. 1). В результате между встречными импульсами лазерного излучения возникала временная задержка т = 2/, где I - расстояние между зеркалом и атомарным пучком. Знак задержки (направление опережающей волны) в этих экспериментах оставался всегда одним и тем же, а величина задержки из-за конструкционных особенностей установки могла меняться в небольших пределах г = (0.4 — 6) ■ Ю-10 сек.

Одной из важных характеристик процесса рассеяния является диаграмма распределения рассеянных атомов по импульсам. Вид этого распределения зависит от ряда параметров поля и атома. В теории [5] в том случае, если атом в процессе взаимодействия с полем приобретает импульс, намного больший импульса фотона (условия, которые выполнялись в эксперименте), рассеяние атомов в поле стоячей световой волны рассматривается в рамках классической механики с помощью некоторого эффективного потенциала иэфф. Обычно в экспериментальных условиях апертура атомнок пучка значительно превышает длину волны поля 2тг/к1 поэтому для получения функции распределения \У(р) атомов по импульсам производится усреднение по начальной

140-1 А,,отн.ед.

120

100

20

80 60

40

0

? Ф

8.2 8.4 8.6 8.8 9.0 9.2 9.4 9.6 9.8 10.0 10.2 10.4 10.6 10 8 110 112 114

Рис. 2. Диаграмма рассеяния атомов натрия, измеренная при наличии временной задержк и между встречными световыми импульсами.

поперечной координате влета, которая является случайной величиной, однородно рас пределенной по периоду поля. При условии однородного пространственного распреде ления интенсивности в поперечном сечении лазерного пучка и малого по сравнен и из с длиной волны смещения атомов за время взаимодействия с полем результирующая функция распределения атомов по импульсам симметрична и имеет характерный кор невой вид = (ро — Р2)-1/'2/7Г1 1р1 < Ро (Ро ~ максимальный импульс, приобретенный

атомом). Основная доля рассеянных частиц приобретает большой импульс. Это связано с тем, что в стоячей волне протяженность областей с большим градиентом превыша ет все остальные. Иначе говоря, вид функции распределения рассеянных атомов по импульсам является следствием формы поля стоячей световой волны.

Экспериментально измеренная диаграмма рассеяния сильно отличается от вида функции Отметим, что условия, при которых было получено распределение №'(р),

в эксперименте выполнялись.

Типичная диаграмма рассеяния представлена на рис. 2. Из центральной облао и (размер области был порядка полуширины атомного пучка) все атомы рассеивались.

Атомный пучок

^----V,' >3

Лазерное излучение

Рис. 3. Схема создания поля стоячей световой волны с помощью расщепления исходного пучка лазера. 1 - полупрозрачное зеркало (50%), 2 - 4 ~ зеркала (100%), 5 - призма.

поэтому измерения велись только на крыльях диаграммы. Как видно, диаграмма асимметрична, и основная масса рассеянных атомов приходится на область небольших им пульсов, а по мере роста импульса число рассеянных атомов резко уменьшается. Еще более неожиданные результаты были получены при исследовании частотной характери стики рассеяния. Оказалось, что асимметрия рассеяния меняет величину и знак (направление преимущественного рассеяния) в зависимости от отстройки частоты лазерного излучения от резонанса (Д), и эти изменения носят осцилляционный характер [1]. Бы ло также установлено [1 - 3], что период осцилляций является функцией временной задержки между встречными импульсами и не зависит от напряженности поля, структуры спектральной линии лазерного излучения и других важных параметров атома и поля. Характерная периодичность осцилляций соответствовала расстройкам ~ 10 ГГц при временной задержке ~ Ю-10 сек. Таким образом, диаграмма рассеяния, полученная в эксперименте, отличается от теоретической, во-первых, своей асимметричной формой, во-вторых, видом функции распределения рассеянных атомов по приобретенным импульсам.

Для дальнейших исследований асимметрии диаграммы рассеяния в эксперименте был изменен метод формирования поля стоячей световой волны с тем, чтобы можно было менять величину временной задержки в больших пределах и варьировать напра вление опережающей волны. С этой целью первоначальный пучок лазерного излучения расщеплялся на два, которые затем сводились в области взаимодействия с атомным пучком (рис. 3).

Рис. 4. Диаграмма рассеяния атомов, измеренная в условиях нулевой задержки между встречными световыми импульсами, формирующими поле стоячей световой волны.

Рис. 5. Зависимость величины асимметрии (отношения разности числа рассеянных частиц в крыльях диаграммы к общему числу рассеянных частиц) от величины временной задержки т.

В новой схеме было исследовано, как меняется характер асимметрии диаграммы рас сеяния (величина и знак) в зависимости от величины временной задержки и направле ния опережающей волны. Частота лазерного излучения в этих измерениях не менялась и центр огибающей спектральной линии настраивался на резонанс с /^-линией натрия Оказалось, что при нулевой задержке диаграмма рассеяния симметричная (см. рис. 4), как и следует из теории. Асимметрия возникает, как только появляется задержка одной волны относительно другой. На рис. 5 приведена зависимость величины асимметрии от величины временной задержки. Для оценки величины асимметрии бралось отношение разницы в числе рассеянных частиц в крыльях диаграммы к общему числу рассеянных частиц. Можно видеть, что при смене направления опережающей волны меняется знак асимметрии.

Таким образом, асимметрия в рассеянии возникает, как только между встречными волнами создается временная задержка. При этом направление преимущественного

рассеяния, как показали результаты предыдущих работ [1 - 3] и последних исследо ваний, зависит от отстройки частоты. Из последних измерений, в частности, следует. что при настройке на центр Д^-линии натрия рассеяние происходит преимущественно в направлении опережающей волны.

В заключение отметим, что вопрос о теоретической интерпретации наблюдаемых эффектов остается, в значительной степени, открытым. В наших экспериментах от стройка от резонанса велика, так что параметр Г • Д 1. Это означает, что включение и выключение взаимодействия происходит адиабатически. Предложенный в работах [6] механизм возникновения асимметрии рассеяния основан на мгновенном включении взаимодействия с полем опережающей бегущей волны, которое в течение короткого вре мени создает когерентную суперпозицию основного и возбужденного состояний. Однако, такой механизм не соответствует условиям эксперимента.

Обсудим качественно другой механизм нарушения адиабатичности, обусловленный спонтанной релаксацией. В экспериментах параметр 7-Т (7 - частота спонтанных пере ходов) составляет величину порядка единицы. Поэтому в условиях сильного насыщения за время взаимодействия происходит по крайней мере один спонтанный переход. Тогда нарушение адиабатичности является следствием случайного характера этого процесса. Взаимодействие атома с полем двух встречных волн имеет вид

У(х^) = ¿Е0/2Н[/(г + г/2)ехр(^х) + /(^-г/2)ехр(-гЬ)] (1)

с временными огибающими импульсов, например, гауссовской формы /(£) = ехр(—I2 ¡Т2) Атом, первоначально находившийся в основном состоянии, приобретает импульс под действием градиентной силы = —¿и/йх, где

£/(*,*) = (ад/2) ■ ^/1 + (2|К(х,01/Д)2.

Из-за малости смещения атомов вдоль оси х это происходит локально в каждой точ

ке пространства. Таким образом, изменение импульса к моменту времени ¿о имеет вид <0

8р(х, to) = / Если в случайный момент времени ¿о происходит спонтанный пе

—оо

реход, то потенциал атома и действующая сила меняет знак. Поэтому в течение времени ¿о < ^ < оо приращение импульса имеет противоположный знак, так что результирую

, <о оо

щий приобретенный импульс равен 8р(х, оо) = ( / — / ГсИ), где угловыми скобками

-оо <0

обозначено усреднение по случайному моменту времени ¿о- Это рассуждение позволяет, в принципе, качественно объяснить, почему в эксперименте наблюдается заметное

подавление функции распределения в области больших импульсов. Вопрос о роли ука занного механизма нарушения адиабатичности в эффекте асимметрии требует более тщательного анализа.

Работа была выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных иссле дований (грант N 00-02-16479) и "Федеральной программы ведущих научных школ (проект 00-15-96676).

ЛИТЕРАТУРА

[1] G г i п с h u k V. A., et al. Laser Physics, 4, No. 5, 975 (1994).

[2] Г p и н ч у к В. А. и др. Квантовая электроника, 21, (4), 314 (1994).

[3] R у a b е n к о G. A., et al. Laser Physics, 6, No. 1, 150 (1996).

[4] Г p и н ч у к В. А. и др. Краткие сообщения по физике ФИАН, No. 2, 45 (1998).

[5] К а з а н ц е в А. П., Сурдутович Г. И., Яковлев В. П. Механическое действие света на атомы, М., Наука, 1991.

[6] Романенко В. И., Я ц е н к о Л. П. Письма в ЖЭТФ, 63, в. 12, 920 (1996); Романенко В. И., Я ц е н к о Л. П. ЖЭТФ, 113, 563 (1998).

Институт общей физики РАН Поступила в редакцию 28 декабря 2000 г.