CC BY
14
УДК 539.186
ВЛИЯНИЕ СПЕКТРАЛЬНОЙ СТРУКТУРЫ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА РАССЕЯНИЕ АТОМОВ В ПОЛЕ ДВУХ ВСТРЕЧНЫХ СВЕТОВЫХ ИМПУЛЬСОВ
В. А. Гринчук, И. А. Гришина, М. Л. Нагаева, Г. А. Рябенко, В. П. Яковлев1
Изучается процесс рассеяния пучка атомов натрия в сильном поле двух встречных импульсов резонансного лазерного излучения. Показано, что переход от многомо-дового к одномодовому режиму работы лазера не влияет на процесс рассеяния и его аномальные частотные свойства.
Настоящая работа является продолжением цикла экспериментов [1 - 4] по рассеянию пучка атомов натрия под воздействием двух интенсивных встречных импульсов резонансного лазерного излучения. В этих экспериментах наблюдались аномальные частотные свойства функции распределения рассеянных частиц по импульсам. Эта частотная аномалия оказалась весьма чувствительной к временной задержке г между импульсами, которая в типичной ситуации была порядка Ю-10 с и составляла лишь малую долю от длительности Т ~ Ю-8 с самих импульсов. Поэтому возникает естественный вопрос, не связаны ли временные корреляции такого масштаба со спектральной структурой лазерного излучения. Исследование этого вопроса и составляет предмет данной работы.
Напомним кратко схему эксперимента [2]. Ленточный пучок атомов натрия (с сечением 0,2 х 11 мм2, расходимостью ~ 5 • Ю-4 рад и плотностью ~ 108 см~3) подвергался облучению (под прямым углом) двумя встречными импульсами лазерного излучения падающим и отраженным от зеркала, расположенного на расстоянии Я = 1 см от плоскости ленты пучка. Частота лазера перестраивалась вблизи линии (351/2 — ЗР3/2) атома натрия.
1 Московский инженерно-физический институт.
В результате облучения атомы приобретали поперечный (по отношению к направлению своего движения в пучке) импульс и рассеивались из пучка. На рис. 1 приведены диаграммы рассеяния (функции распределения атомов по поперечным импульсам), измеренные для трех значений отстройки А = 2тти частоты поля от резонансного атомного перехода. По оси абсцисс даны две шкалы - угол рассеяния и поперечный импульс Рх атома в единицах импульса фотона Нк.
М,
отн.
а, мрад Р„/Ьк
ед.
Рис. 1. Диаграммы рассеяния атомов натрия, измеренные при отстройках от резонанса Д/27Г = 0 (1); А/27Г = 10 ГГц (2); А/2п = 19 ГГц (3). Область, занимаемая стационарным пучком, заштрихована.
Как видно из этих результатов, наблюдаемые в эксперименте углы рассеяния отвечают поперечным импульсам вплоть до 70Нк, где к - волновой вектор светового поля. Очевидно, что за короткое время воздействия Ю-8 с) атом может получить от поля такой импульс только в результате индуцированных процессов перерассеяния фотонов
между встречнобегущими волнами. Действительно, наблюдаемая скорость переизлучения фотонов 5 : 109с-1) существенно превышает скорость 7 ~ 108 с-1 спонтанных переходов и согласуется по порядку величины с рабиевской частотой 2¿Е/Ь, в условиях эксперимента. Прямым подтверждением того, что рассеяние обусловлено индуцированными переходами, послужил эксперимент [1], в котором отраженный от зеркала световой пучок был перекрыт и рассеяние не происходило.
На первый взгляд напрашивается вывод, что рассеяние связано с воздействием на атом силы вынужденного светового давления (градиентной силы), возникающей в неоднородном поле стоячей волны, образованной двумя встречными когерентными волнами. Основные закономерности такого процесса для стационарной постановки задачи рассеяния хорошо известны [5]. Так, из-за периодичности градиентной силы рассеяние одинаково вдоль векторов ±к. В адиабатических условиях включения и выключения взаимодействия, которые заведомо реализуются в экспериментах [1-4], так как АТ 1, вероятность рассеяния является монотонной функцией Д. Отметим, что в неадиабатических условиях частотная зависимость функции распределения может обладать более сложной, в том числе и осциллирующей структурой [6 - 7].
Как видно из рис. 1, в данном эксперименте процесс рассеяния происходит иначе. Во-первых, функции распределения явно асимметричны, то есть рассеяние происходит неодинаково по направлению векторов ±к. Во-вторых, при изменении частоты лазерного излучения диаграмма рассеяния атомов смещается относительно центра атомного пучка то в сторону падающей волны (+к), то в сторону отраженной волны ( — к). В работе [3] было показано, что период таких осцилляций приблизительно обратно пропорционален временной задержке между встречными волнами.
В эксперименте эти осцилляции легко обнаруживаются, если проводить измерения зависимости вероятности рассеяния атомов от частоты излучения для фиксированного угла рассеяния. На рис. 2 приводится такая зависимость для угла рассеяния 3,2 х 10-3ра<9, которому отвечает поперечный импульс ~ 50Нк, отмеченный стрелкой на рис. 1. Три значения отстройки, выбранные для рис. 1, соответствуют положению двух максимумов и одного минимума на рис. 2.
В данной работе выясняется влияние спектрального состава лазерного излучения на процесс рассеяния. С этой целью измерения проводились при трех режимах работы лазера - одномодовом режиме, режиме двух-трех мод и режиме многих мод. В качестве источника излучения использовался перестраиваемый по частоте импульсныи лазер на красителе Родамин-С, продольная накачка которого осуществлялась излучением вто
60
40
20
А, отн. ед.
Д/2я, ГГц
0 -1" I ч 11 ■ ч 1 гп 11 ч и I ГТГ! I ■ ч 11 Ч Ч " " I " ■ Ч ' ■ " I " ■ Ч ' " Ч " " 111111 ■ " 111 ч 11
-40-35-30-25-20-15-10 -5 0 5 10 15 20 25 30 35 40
Рис. 2. Зависимость вероятности рассеяния атомов на угол 3,2-10 3 рад от отстройки частоты лазера от резонанса с Б2-линией натрия.
рой гармоники лазера. Лазер работал в режиме одиночных импульсов. Часто-
та лазера перестраивалась с помощью дифракционной решетки (300 штр/мм; рабочий порядок - 9; длина решетки 12 см), установленной под углом "скользящего падения". Режим лазера от одномодового до многомодового перестраивался с помощью изменения "угла скольжения". В одномодовом режиме ширина спектральной линии составляла ~ 0,15 ГГц. В режиме двух-трех мод спектральная ширина линии, включающая моды, была ~ 0,4 ГГц. В режиме многих мод огибающая спектра имела ширину ~ 1 ГГц. Контроль спектра осуществлялся интерферометром Фабри-Перо с базой 30 мм. Расстояние между собственными продольными модами лазерного резонатора, средняя длина которого (по центру решетки) составляла 17 см, была ~ 1 ГГц. Режимы двух-трех и многих продольных мод с расстоянием между модами ~ 0,15 ГГц осуществлялись из-за неплоскостности длинной решетки, на отдельных частях которой одновременно происходила генерация продольных мод, немного отличающихся по частоте.
На рис. 3 представлены результаты измерений зависимости вероятности рассеяния атомов на угол ~ 3,2 • 10~3 рад от отстройки от резонанса при трех режимах работы лазера. Результаты приведены для отстроек Д > 0. Измерения для Д < 0 показали,
Ац отн. ед.
/
30
20
25
40
50
45
35
10
15
5
А/2 л, ГГц
0
111 11 11 г 11II111II1111111111 11111 .• 11 м 11111 1111 м I 11 111
-90 -80 -70 -60 -50 -40 -30 -20 -10 0 10 20
Рис. 3. Зависимость вероятности рассеяния атомов на угол а = 3,2-10~3 рад от отстройки от резонанса при трех режимах работы лазера: а - одномодовый; б - двух-трехмодовый; в - многомодовый.
что картина рассеяния симметрична относительно точки Д = 0. Напряженность поля приводится для максимума распределения интенсивности в поперечном сечении лазерного пучка. Отметим, что при измерениях на других углах рассеяния характерный вид частотной зависимости (положение максимумов и минимумов) не менялся. Можно видеть, что и период осцилляций частотной зависимости, и амплитуды рассеяния прак тически одинаковы во всех трех случаях. Этот результат представляется нам весьма интересным, так как в многомодовом режиме с огибающей спектра ~ 1 ГГц временная структура поля в области взаимодействия с атомом гораздо более сложная, чем в одно-модовом режиме. Однако это обстоятельство, как оказалаось, не повлияло на процесс рассеяния.
Кроме того, обнаруженная нечувствительность к модовому составу излучения показала, что процесс рассеяния зависит только от суммарной интенсивности излучения, а не от полей отдельных мод, которые, например, в п-модовом режиме в среднем в х/п
раз меньше, чем в одномодовом.
Результаты данного эксперимента приводят к выводу, что наблюдаемое рассеяние атомов в поле двух интенсивных встречнобегущих лазерных импульсов имеет индуцированный, но некогерентный характер, хотя механизм действующих сил еще не вполне ясен.
Работа выполнена при поддержке Россйиского фонда фундаментальных исследований грант N 97-02-17926.
ЛИТЕРАТУРА
[1] Г р и н ч у к В. А. и др. Письма в ЖЭТФ, 57, 534 (1993).
[2] G г i п с h u k V. A. et al. Laser Physics, 4, No. 5, 975 (1994).
[3] Г p и н ч у к В. А. и др. Квантовая электроника, 21, (4), 314 (1994).
[4] G г i п с h u k V. A. et al. Laser Physics, 6, No. 1, 150 (1996).
[5] К a z a n t s e v A. P.,Surdutovich G. I., and Y а к о v 1 e v V. P. Mechanical Action of Light on Atoms, Wirld Scientific, 1990.
[6] Романенко В.И,Яценко Л. П. Письма в ЖЭТФ, 63, в. 12, 920 (1996).
[7] Ishkhanyan А. М. Laser Physics, 7, No. 6, 1225 (1997).
Институт общей физики РАН Поступила в редакцию 23 декабря 1997 г.
