Київський національний університет

імені Тараса Шевченка

НЕГРIЙКО Анатолiй Михайлович

УДК 535.214; 535.33/.37:621.373.826

ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНI ДОСЛIДЖЕННЯ

МЕХАНIЧНИХ ТА СПЕКТРАЛЬНИХ ЕФЕКТIВ

У ВЗАЄМОДIЇ ЛАЗЕРНОГО ВИПРОМIНЮВАННЯ

З АТОМАМИ ТА МОЛЕКУЛАМИ

01.04.05 – оптика, лазерна фiзика

Автореферат

дисертацiї на здобуття наукового ступеня

доктора фiзико-математичних наук

Київ — 2005

Дисертацією є рукопис

Робота виконана в лабораторії лазерної спектроскопії відділу фотоактивності

Інституту фізики Національної академії наук України

Науковий консультант: |

доктор фізико-математичних наук, професор,

Яценко Леонiд Петрович

Інститут фізики НАН України,
провідний науковий співробітник лабораторії лазерної спектроскопії відділу фотоактивності

Офіційні опоненти: |

доктор фізико-математичних наук, професор,

член-кореспондент НАН України

Соскін Марат Самуїлович

Інститут фізики НАН України,

завідуючий відділом оптичної квантової електроніки

доктор фізико-математичних наук,

старший науковий співробітник,

Анохов Сергій Павлович

директор Міжнародного центру

„Інститут прикладної оптики” НАН України

доктор фізико-математичних наук, професор,

Слободянюк Олександр Валентинович

професор кафедри експериментальної фізики фізичного факультету Київського національного університету імені Тараса Шевченка

Провідна установа | Ужгородський національний університет

Захист дисертації відбудеться „ 27 ” грудня 2005_ р. о 1430 год. на засіданні cпеціалізованої вченої ради Д 26.001.23 в Київському національному уні-верситеті імені Тараса Шевченка за адресою:
03680, м. Київ, проспект Акаде-мі-ка Глушкова 2, корп. 1, фізичний факультет, ауд. 200.

З дисертацією можна ознайомитись у бібліотеці Ки-ївського національного університету

імені Тараса Шевченка за адресою: 01033, Київ, вул. Во-лодимирська, 58.

Автореферат розісланий „ 25 ” листопада 2005 року.

Вчений секретар

cпеціалізованої вченої ради Д 26.001.23,
доктор фізико-математичних наук, професор Поперенко Л.В.

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА РОБОТИ

Актуальність теми. Прогрес у розвитку квантової метрологiї довжини, часу i частот значною мiрою пов’язаний з розвитком фундаментальних дослiджень взаємодiї лазерного випромiнювання з атомами та молекулами. Формування ефективних квантових реперiв частоти — надвузьких оптичних резонансiв, по яких стабiлiзується частота випро-мiнювання квантового генератора, стало можливим завдяки розробцi методiв усунення доплерiвсько-го розширення спектральних лiнiй засобами нелiнiй-ної лазерної спектроскопiї, лазерного керування рухом атомних часток та їх квантовим станом, зокре-ма, їх охолодження до субкельвiнiвських темпе-ра-тур, дослiдження тонких фiзичних ефектiв, якi зу-мов-люють розширення та зсуви резонансiв.

У всiх згаданих напрямах протягом останнiх десятилiть спостерiгав-ся зна-чний про-грес [1-4], про-те важливi питання, якi становлять значний науковий та прикладний iнте-рес, залишались недостатньо вивченими. Деякi з них стали предметом дослiдження даної дисертацiйної роботи:

· Вважалося загальноприйнятим, що сила резонансного свiтлового тиску на ато-мнi частки має вер-хню межу, яка досягається при насиченнi резонансного переходу i визначається спiввiдношенням F = hk, де h — стала Планка, k— хвильовий вектор i 2 — швидкiсть релаксацiї населеностi збудженого атомного рiвня. Принципово важливим є дослiдження нових можливостей здiйснення свiт-лового тиску на атомнi частинки, якi б дали змогу обi-йти вказане обмеження.

· Методи здiйснення резонансного свiтлового тиску, якi були вiдомi на час, коли були ро-з-початi роботи, результати яких викладенi у дисертацiї, не забезпечували передачi зна-ч-ного, бiльше, нiж iмпульс фотона, механiчного iмпульсу вiд свiтлового поля до молекул, на вiдмiну вiд атомiв та iонiв. Розробка ефективних механiзмiв передачi значного ме-ха-нiч-ного iмпульсу вiд свiтлового поля до молекул та розробка вiдповiдних експериментальних схем значно розширили б сферу застосування методiв лазерного керування рухом атомних часток.

· Зважаючи на те, що лазери, стабiлiзованi по компонентах НТС молекулярного йоду сьогоднi є важливими джерелами еталонних довжин хвиль видимого дiапазону спектра, актуальними залишаються роботи, спрямованi на покращення їх метроло-гiчних парамет-рiв. При стабiлiзацiї частоти гелiй-неонового лазера по резонансах насиченого поглинан-ня молекулярного йоду шляхом мо-дуляцiї частоти лазера в око-лi компоненти НТС, має мiсце модуляцiйний зсув частоти, природа якого дослi-джувалась протягом тривалого часу, але залишалась дискусiйною. Для пiдви-щен-ня то-ч-ностi вiдтворення довжини хвилi випромiнювання стабiлiзованого лазера важливо встановити фiзичнi механiзми виникнення вказаної асиметрiї та розробити методи формування квантових реперiв частоти, вiльних вiд модуляцiйного зсуву.

· Зсуви частот компонент НТС молекулярного йоду сильно корелюють з рiвнем концентрацiї домiшок стороннiх газiв у поглинаючих комiрках. Залишався недостатньо вивченим аномально великий зсув центра компоненти НТС, зумовлений домішками у поглинаючій комірці сторонніх ізотопів йоду, зокрема, домiш-ки молекул 127I129I або 129I2 в комiрцi з 127I2. Вивчення впливу таких домiшок на частоту випромiнювання стабiлiзованого лазера, розробка методiв контролю рiвня домiшок у поглинаючих йодних комiрках має важливе зна-чення для покращення метрологiчних характеристик He-Ne/127I2 лазера. З розробкою лазерiв зi змiнюваною довжиною хвилi було продемонстровано принципову можливiсть детектування гранично малих концентрацiй елементiв (аж до одиничних атомiв та молекул), у тому числi iз забезпеченням селективностi по iзотопному складу. У практично важливому випадку молекул йоду, якi мiс-тять iзотоп 129I, не були визначені чутливі лiнiї для ізотопічно селективного збудження та граничні характеристики експериментальних схем лазерного детектування малих домiшок гетероiзотопних молекул.

Таким чином, дисертацiйна робота присвячена розробцi важливих питань лазерної фiзики, взаємодiї оптичного лазерного випромiнювання з атомами та молекулами, які не були досліджені раніше, так що тема дослiд-ження є актуальною.

Зв’язок роботи з науковими програмами, планами, темами. Робота виконувалася у лабораторiї лазерної спектроскопiї вiддiлу фотоактивностi Iнституту фiзики НАН України у рамках вiдом-чих тем НАН України "Фiзика когерентних лазерних джерел та квантовi ефекти у взаємодiї атомiв та молекул з лазерним свiтлом", № держ. реєстрацiї 0104U000684; "Когерентнi та нелiнiйнi ефекти у вза-ємодiї вiльних атомiв та молекул з лазерними полями та розробка на їх основi методiв керування станом квантових систем", № 0101U000355; "Динамiка когерентного лазерного збудження атомiв i молекул та фiзика високостабiльних лазерiв", № 0198U016823; "Не-лiнiйнi ефекти у взаємодiї лазерного випромiнювання з атомами та молекулами та фiзика вузьких оптичних резонансiв", № 0195U016823; проекту Мiнiстерства освiти i науки України "Розробка технологiї виготовлення пасивних газонаповнених елементiв високостабiльних лазерних систем, методiв i засобiв контролю їх якостi" №8/87-2001, науковим керiвником або спiвкерiвником яких був дисертант, а також вiдомчих тем "Ла-зерна спектроскопiя на основi вузьких оптичних резонансiв та фiзика стабiлiзова-них лазерiв", № держ. реєстрацiї 01910008609; "Дослiдження резонансних явищ в лазерах та їх застосування у лазернiй спектроскопiї, оптичних стандартах частоти та гiро-скопiї", № 01860042914; науково-технiчної програми 2М/1380-97 "Розробка нових лазерних систем та керуючих пристроїв квантової електронiки", у виконаннi яких дисертант брав участь як виконавець.

Метою роботи було вивчення механiчних та спектральних ефектiв у взаємодiї лазерного випро--мiнювання з вiльними атомами та молекулами та використання одержаних нових наукових даних для розвитку фундаментальних фiзичних основ сучасної квантової метрологiї довжини, часу та частоти, зокрема, шляхом розробки нових способiв керування рухом атомiв та молекул силами свiтлового тиску, визначення природи актуальних зсувiв частоти нелiнiйних оптичних резонансiв у випромiню-ван-нi гелiй-неонових лазерiв, стабiлiзованих по компонентах НТС молекулярного йоду, формування ефективних квантових реперiв для лазерних стандартiв довжини, часу i частоти.

Для досягнення поставленої мети вирiшувались такi задачi:

1. Аналiз передачi механiчного iмпульсу вiд лазерного поля до атомiв при взаємодiї амплiтудно-модульованих лазерних полiв з атомними частками та розробка схем для ефективної передачi iмпуль-су з використанням вимушених переходiв.

2. Експериментальна реалiзацiя розроблених нових схем здiйснення стимульованого свiтлового тиску на прикладi атома натрiю у полi стоячоїхвилi двочастотного лазера на барвниках, вивчення основних властивостей стимульованого свiтлового тиску.

3. Експериментальне пiдтвердження теоретичного висновку про те, що значення сили стимульованого свiтлового тиску може перевищувати верхню межу максимального значення сили спонтанного свiтлового тиску.

4. Розробка методу передачi значного механiчного iмпульсу вiд свiтлового лазерного поля до молекули та експериментальне здiйснення стимульованого свiтлового тиску на молекули Na2.

5. Розробка нових методiв керування механiчним рухом молекул та малих часток твердого тiла силами свiтлового тиску.

6. Розробка перспективних стабiлiзованих He-Ne/127I2 лазерiв на основi активних елементiв з поперечною високочастотною накачкою та визначення їх метрологiчних параметрiв.

7. Дослiдження резонансiв насиченої флуоресценцiї у випромiнюваннi гелiй-неонових лазерiв з нелiнiйно-поглинаючим середовищем у резонаторi та визначення їх метрологiчних характеристик як квантових реперiв нового типу.

8. Уточнення механiзмiв асиметрiї резонансiв насиченого поглинання та модуляцiйних зсувiв частоти He-Ne /127I2 лазерiв шляхом експериментальних дослiджень стабiлiзованих лазерiв з поперечною високочастотною накачкою.

9. Визначення впливу iзотопного складу нелiнiйно-поглинаючого газу на частоту випро-мi-ню-ван-ня стабiлiзованого He-Ne /127I2 лазера.

10. Теоретичнi оцiнки та експериментальне визначення граничної чутливостi методу лазерно-флуоресцентного аналiзу для детектування малих домiшок стороннiх iзотопiв йоду у газових зразках молекулярного йоду. Розробка методiв лазерно-флуоресцентного аналiзу для контролю якостi поглинаючих комiрок для метрологiчних лазерiв.

Об’єктом дослiдження дисертацiйної роботи є взаємодiя лазерного випромiнювання з вiльними атомами та молекулами, а предметом дослiдження є механiчнi та спектральнi ефекти у взаємодiї лазерного випромiнювання з атомами та молекулами, такi, як стимульований свiтловий тиск на атомнi частки та нелiнiйнi оптичнi резонанси у випромiнюваннi гелiй-неонових лазерiв з внутрiшньорезо-на-торним поглинаючим газом.

Методи дослiдження: При виконаннi дослiджень застосовувалася напiвкласична модель взає-модiї атома та лазерного поля, коли стан атома описується рiвняннями квантової механiки, а електромагнiтне поле випромiнювання лазера описується класичними рiвняннями. Теоретичні розрахунки си-ли світлового тиску на атоми і молекули та параметрів нелiнiйних резонансiв насиченого поглинан-ня базувалися на апарат матриця густини та оптичних рiвняннях Блоха. Для експериментальних дослiджень застосовувалися неперервні та імпульсні лазернi джерела з контрольованим спектральним складом; системи формування атомного та молекулярного пучка. Використовувалися методи нелiнiй-ної лазерної спектроскопiї насиченого поглинання та насиченої флуоресценцiї, методи лазерно-флу-о-ресцентного спекрального аналізу.

Наукова новизна одержаних результатiв.

· Вперше експериментально дослiджено силу резонансного свiтлового тиску нового типу — силу стимульованого (вимушеного) свiтлового тиску на атоми та молекули, зумовлену передачею iмпульсiв фотонiв атомнiй частцi внаслiдок упорядкування процесiв поглинання свiт-ла з одної хвилi та стимульованого випромiнювання у другу.

· Вперше запропонованi, обгрунтованi та експериментально здiйсненi схеми спостереження дiї такої сили на атоми натрiю у полi зустрiчних резонансних бiхроматичних свiтлових хвиль

· Вперше запропонованi, проаналiзованi та експериментально здiйсненi схеми спостереження дiї сили стимульованого свiтлового тиску на молекули натрiю Na2 у полi коротких зустрiчних свiтлових iмпульсiв.

· Вперше показано, що сила стимульованого свiтлового тиску зберiгає знак на вiдстанi, що значно перевищує довжину хвилi свiтла, для її розмiру вiдсутнє обмеження зверху величиною F = hk i вимушений характер сили дає змогу передати молекулi iмпульс суттєво бiльший, нiж hk .

· Запропоновано та експериментально здiйснено схему керування рухом малих матерiаль-них часток силами свiтлового лазерного тиску у полi лазерного пучка, утвореного двома рiз-ни-ми поперечними модами.

· Розвинуто фiзичнi засади стабiлiзацiї частоти гелiй-неонових лазерiв. Вперше запропонованi та експериментально дослiдженi квантовi репери частоти нового типу — резонанси внутрiшньорезонаторної насиченої флуоресценцiї у He-Ne/127I2 лазерах.

· Одержано нову наукову iнформацiю про фактори, якi визначають асиме-т-рiю вузьких оптичних резонансiв насиченого поглинання та природу модуля-цiй-ного зсуву частоти стабiлiзо-ваного He-Ne/127I2 лазера та зсуву, зумовленого змi-ною iзотопного складу нелiнiйно-погли-на-ю--чого середовища, зокрема, малими домiшками iзотопу 129I у молекулярному 127I2 газi.

· Вперше експериментально дослiдженi метрологiчнi характеристики He-Ne/127I2 лазерiв з накачкою поперечним високочастотним розрядом.

· На основi теоретичних розрахункiв та експериментальних дослiджень уточненi данi про спектри збудження флуоресценцiї гетероiзотопних 127I129I молекул йоду у видимому дiапазонi спектру

· Вперше експериментально визначена гранична чутливiсть лазерно-флу-о-рес-центного iзо-топiчно селективного детектування малих домiшок стороннiх iзото-пiв йоду шляхом селективного збудження неосновного iзотопу йоду.

Практичне значення одержаних результатiв. Розвинутi у дисертацiї теоретичнi та експериментальнi методи реалiзацiї сили стимульованого свiтлового тиску на атоми та молекули застосовуються для пiдвищення ефективностi керування механiчним рухом атомних часток у фiзичних експериментах, можуть бути використанi для створення елементiв атомної оптики, у експериментах по атомнiй iнтерферометрiї та при створеннi вимiрювальних приладiв нового поколiння. Результати дослiджень нелiнiйних оптичних резонансiв та стабiлiзованих за частотою лазерiв можуть бути корисними для пiдвищення стабiльностi частоти лазерного випромінювання та точностi вiдтворення еталонних довжин хвиль для потреб метрологiї, iнтерферометрiї, прецизiйних вимiрювань та наукових дослiджень. Дослiдження зсуву частоти He-Ne /127I2 лазера, зумовленого змiною iзотопного складу поглинаючого середовища та розроблених у дисертацiї методiв лазерно-флуоресцентного контролю рiвня забруднення парiв молекулярного йоду стороннiми iзотопами лягли в основу розробки високоякiсних йодних поглинаючих комiрок, якi використовуються на практицi, наприклад, у ДНВО "Метрологiя" (Хар-кiв). Розробленi у дисертацiї методи лазерно-флуоресцентного iзотопiчно селективного детектування малих домiшок стороннiх iзотопiв йоду можуть застосовуватися для контролю процесiв переробки ядерного палива на заводах по переробцi ядерних вiдходiв, створення систем монiторингу навколишнього середовища на вмiст радiоактивного iзотопа йоду 129I, який має великий перiод напiв-розпаду i є глобальним забруднювачем навколишнього середовища.

Особистий внесок здобувача. Усi результати, якi включенi до дисертацiї, одержанi за особистої визначальної участi здобувача у постановцi задач, розробцi методик та методiв експериментального дослiдження, пiдготовцi та проведеннi експериментальних вимiрювань, обробцi їх результатiв, формулюваннi висновкiв.

У роботах по дослiдженню вимушеного свiтлового тиску на атоми натрiю [1*–6*, 24*, 28*, 29*] за безпосередньою участю дисертанта зроблений аналiз можливих схем здiйснення вимушеного свiт-ло-вого тиску на атоми, у яких швидкiсть передачi iмпульса не пов’язана безпосередньо з часом життя збудженого рiвня. Дисертантом розробленi фiзичнi моделi для теоретичного аналiзу механiчної дiї на атоми резонансних свiтлових полiв рiзних конфiгурацiй. Розробленi методики експериментальних дослiджень [2*, 3*, 8*, 9*, 23*–25*, 29*]. Всi експериментальнi результати одержанi за безпосередньою особистою участю дисертанта.

У роботах по розробцi та експериментальнiй реалiзацiї методiв здiйснення вимушеного свiтло-во-го тиску на молекули та пiдвищення ефективностi керування малими частками [7*, 10*-13*] автором зроблений аналiз проблеми передачi значного iмпульсу вiд свiтлового поля до молекули, труднощiв його здiйснення та перспектив використання схем здiйснення вимушеного свiтлового тиску для керування рухом молекул та малих часток. За безпосередньою участю дисертанта розробленi фiзичнi моделi для теоретичного аналiзу, зроблений висновок про принципову можливiсть спостереження дiї вимушеного свiтлового тиску на молекулу. Ним розроблена методика та схеми експериментальних дослiджень. Експериментальнi дослiдження дiї поля зустрiчних послiдовностей коротких лазерних iмпульсiв аргонового лазера iз синхронiзацiєю мод на молекули натрiю здiйсненi за особистою участю дисертанта.

У роботах по дослiдженню нелiнiйних резонансiв насиченого поглинання та насиченої флуоресценцiї [14*, 15*, 17*, 19*, 21*, 22*, 27*, 30*, 31*, 36*] дисертантом розробленi експериментальнi методики та експериментальнi лазернi системи, пiд його керiвництвом та за безпосередньою участю проведенi експериментальнi дослiдження стабiльностi частоти гелiй-неонових лазерiв, модуляцiйних зсувiв та асиметрiї резонансiв, сформульованi висновки та пiдготовленi роботи до друку. Сформульована задача детектування малих домiшок iзотопу йод-129 у присутностi значних кiлькостей стабiль-ного iзотопу йод-127 методами лазерно-флуоресцентної спектроскопiї, науковi та технiчнi проблеми вирiшення такої задачi. Визначенi критерiї вибору чутливих лiнiй гетероiзотопного йоду. За особистою участю дисертанта виконанi усi експериментальнi дослiдження, результати яких наведенi у [18*, 21*, 22*, 26*, 34*]. У роботах [14*-17*, 20*, 21*, 27*, 32*, 33*, 35*] дисертанту належить постановка задач, проведення експериментальних дослiджень стабiльностi частоти лазерiв, стабiлiзованих по резонансах насиченого поглинання та насиченої флуоресценцiї, нелiнiйних резонансiв насиченого поглинання компонент надтонкої структури молекулярного йоду рiзного iзотопного складу, формулювання висновкiв та пiдготовка робіт до друку.

Апробацiя результатiв дисертацiї. Включенi до дисертацiї результати дослiд-жень доповiда-лися та обговорювалися на Всесоюзному симпозiумi по стабiлiзацiї частоти радiо та оптичного дiа-пазонiв (Москва, Росiя, 1987), науково-технiчному семинарi "Применение лазеров в науке и технике" (Тольятти, Росiя, 1989), XIII Мiжнаpоднiй Ва-вiловськiй конфеpенцiї по нелiнiйнiй оптицi (Новоси-бiрськ, Росiя, 1990), XIV Мiж-наод-нiй конфеpенцiї по когеpентнiй та нелiнiйнiй оптицi (Ленiнград, Росiя, 1991), Мiж-народнiй конференцiї "Фiзика в Українi" (Київ, Україна, 1993), школi-семинарi-вис-та-вцi "Лазеры и современное приборостроение"( С.-Петербург, Росiя, 1993), Нацiональ-нiй школi-се-мiнарi з мiжнародною участю "Спектроскопiя молекул i кристалiв"(Суми, Україна, 1997), American Physical Society Centennial Meeting (Atlanta, USA, 1999), XIV Мiжнароднiй школi-семiнарi "Спектроскопiя молекул i кристалiв"(Одеса, Україна, 1999), XXVI International Union of Radio Science (URSI) General Assembly (Toronto, Ca1999) , XV Мiжнароднiй школi-семiнарi "Спектроскопiя молекул i кристалiв" (Чернiгiв, Україна, 2001), Conference on Lasers, Applications andTechnologies. (Moscow, Russia, 2002). Матерiали робiт, якi включенi до дисертацiї, доповiдалися на щорiчних наукових конференцiях Iнституту фiзики НАН України та на наукових семiнарах лабораторiї лазерної спектроскопiї вiддiлу фотоактивностi iнституту.

Матеріали дисертацiї опублiкованi у 23 статтях у наукових журналах, трьох препринтах, одному авторському свiдоцтвi та дев’яти тезах наукових конференцiй.

Дисертація складається із вступу, дев’яти розділів, висновку, списку використаних джерел, який включає 253 найменуваня. Загальний обсяг дисертації 270 сторінок. Робота містить 85 рисунків та 12 таблиць, з них 81 рисунок та 2 таблиці повністю займають площу 88 сторінок.

.

ОСНОВНИЙ ЗМІСТ РОБОТИ

У першому роздiлi зроблений огляд опублiкованих робiт, у якому основна увага зосереджена на проблемах процесiв обмiну iмпульсами атомiв з свiтловим полем та фундаментальних принципових обмеженнях на величину сили спонтанного свiтлового тиску, якi iснували на момент початку робiт над дисертацiєю.

Вважається, що пропозицiя про можливiсть використання світлового тиску для керування

рухом атомiв та молекул за допомогою лазерного свiтла, резонансного вiдповiдним оптичним переходам, вперше висловлена А. Ашкіним у 1970 р. [5]. Разом з тим, у [6] повідомлялося, що пропозицiя щодо використання лазерного випромiнювання для здiйснення свiтлового тиску на газ з метою реалiзацiї селективної вiдкачки окремих компонент газової сумiшi була висловлена харкiвськими вченими О.Я. Усиковим, В.М. Конторовичем, Е.О. Канером та П.В. Блiохом ще у 1962 р. на Вченiй радi Iнституту радiоелектронiки АН УРСР та у 1963 р. на школi по теоретичнiй фiзицi i захищена авторським свiдоцтвом СРСР 1965 р. На жаль, з невiдомих нам причин, робота [6] була опублiкована лише 1972 р., через два роки після пiсля роботи А. Ашкiна [5], у якiй, у т.ч., описано схему насоса, дiя якого базувалася на використаннi свiтлового тиску, схожу на описану у [6].

Вже у перших роботах по дослiдженню свiтлового тиску лазерного випро-мiнювання [5] було встановлено, що сила свiтлового тиску на атом насичується при високих iнтенсив-ностях лазерного поля. Твердження про iснування верхньої межi для сили свiтлового ти-ску [5] базується на правильному положеннi про те, що атом, який знаходиться у оcновному станi пiсля завершення циклу ”поглинання — стимульоване випромiнювання“ матиме той же iмпульс, який вiн мав перед початком циклу. Проте цей основополож-ний висновок справедливий лише для взаємодiї атома з одним свiтло-вим пучком. У загальному випадку наявностi кiлькох свiтлових пучкiв атом, поглинув-ши фотон з одного пучка, внаслiдок вимушеного переходу може випромiнювати фотон у будь-який iнший, так що ћk1 – ћk2 0. На початку минулого столiття А. Ейнштейн у своїй класичнiй роботi [7] вказував, що коли молекула знаходиться пiд дiєю кiлькох на-прямлених пучкiв променiв, то у елементарному процесi iндукованого випромiнюван-ня бере участь лише один з них, і тiльки цей пучок визначає зміну iмпульса молекули. Таким чином, в принципi, можлива послiдовнiсть елементарних процесiв, коли молекула поглине квант з одного пучка i внаслiдок iндукованого випромiню--ван-ня передасть квант енергiї iншому пучку. Якщо напрями поширення пучкiв не спi-впадають, тодi молекула одержить ненульовий iмпульс вiддачi. Саме на цьому поло-жен-нi базується частина дисертацiї, у якiй дослiджується сила стимульова-ного свiтло-вого тиску на атоми та молекули. Реалiзацiя такого пiдходу була вперше запропоно-ва-на у [8]: якщо атом взаємодiятиме з двома зустрiчними iмпульсними пучками, кожний з яких є цугом р-iмпульсiв, так, що атом буде переходити у збуджений стан пiд дi-єю р -iмпульса з одного пучка, а повертатись у основний стан пiд дiєю такого ж iм-пу-ль-са з iншого пучка, то пiсля кожного такого циклу атом одержить iмпульс 2ћk. Проте здiйснення цiєї схеми виявилась технічно складною задачею i, як показано далi, подiбний механiзм був вперше реалiзований нами з використанням оригiнальних експериментальних схем взаємодiї атомiв та молекул з iмпульсними свiтловими полями [1*,2*]. Таким чином, оскiльки iснування верхньої межi для сили свiтлового тиску вважалося фунда-мен-тальним положенням теорiї свiтлового тиску на атоми, то розробка та перша експериментальна демонстрацiя методiв досягнення сили свiтлового тиску на атом бiльшої, нiж вказане у [5] граничне значення має принципове значення i пiдкреслює фундаментальний характер одержаного у дисертацiї результату.

У Роздiлi 2 поданий огляд основних понять теорії резонансного світлового тиску на атоми, детально розглянуті роботи, у яких пропонувалися схеми спостереження вимушеного світлового тиску і наведені оригінальні результати теоретичних досліджень вимушеного світлового тиску на атоми у полі зустрічних амплітудно-модульованих світлових полів з різними законами модуляції. Подано основи теорії резонансного світлового тиску на атом , що базуються на відомих результатах інших авторів. Розглянуто класичну та квантовомеханічну моделі передачі механічного імпульсу від світлового поля до атома. Оскільки в роботі використовується напівкласична модель, більша увага приділялася аналізу результатів, одержаних за допопомогою квантовомеханічного підходу [9].

Вперше схему, яка б дозволяла спостерiгати знакосталу на значних просторових масштабах градiєнтну силу, було запропоновано Казанцевим у [10] і розвинено у [11]. У запропонованій схемі спо-с-тереження сили нового типу – сили вимушеного світлового тиску — пропонувалося здійснювати у полі двох стоячих світлових світлових хвиль з різними частотами та амплітудами. Сила, яка дiє на атом у таких полях, розглядалася у рамках моделi, згiдно якої слабе поле призводить до появи неоднорiдної у просторi ефективної розстройки . Схема здійснення сили вимушеного світлового тиску на атом, висловлена у [11], близька до незалежно запропонованої схеми [1*], в результаті експериментального здійснення якої вперше експериментально спостерігалося відхилення атомного пучка під дією сили вимушеного світлового тиску [2*].

Відзначимо, що на момент початку роботи над дисертацією жодна з розглянутих вище схем спостереження сили вимушеного світлового тиску на атом не була реалізована експериментально.

У частині 2.3 розглянуто резонансний свiтловий тиск на атоми у полi зустрічних амплiтудно-модульованих свiтлових хвиль. Показано, що близькi до iдеального випадку - iмпульсiв результати можуть бути отриманi вже у найпростiшому для аналізу випадку зустрiчних амплiтудно-модульо-ва-них хвиль — суперпозицiї двох стоячих хвиль з частотами та :

де

Рис.1. Сила світлового тиску на атом у полі зустрічних амплітудно-модульованих хвиль

З урахуванням виду поля рівняння для елементів матриці густини можна записати у наближенні обертової хвилі як

де , — частота лазерного випромінювання, — швидкість руху атома.

Тоді вираз для сили матиме вигляд

У випадку слабкого насичення рiвняння можна розв’язати, використовуючи як малий параметр величину де - частота Рабi. В загальному випадку руху атома iз швидкiстю та вiдстройкою вiд резонансу на атом дiятиме сила, яка квадратична по частотi Рабi (тобто пропорцiйна iнтенсивностi поля) i яка виникає вже в першому порядку розкладення матрицi густини:

Перші два члени у дужках (1.20) описують взаємодію атома із стоячою хвилею частоти , останні два – з хвилею з частотою .Нові ефекти виникають при врахуванні ефектів третього порядку малості, коли сила обумовлена одночасною взаємодією з обома стоячими хвилями і залежить не лише від амплітуд полів цих хвиль, а і від фазового зсуву між цими хвилями. Для нерухомого атома при вираз для сили буде

Далі показано, що середня сила, яка дiє на атом при довiльних , як і при слабкому насиченні, є непарною функцією з періодом , проте для великих залежність суттєво відрізняється від синусоїдальної.

На рис. 1 показані усереднені по значення в залежності від фазового зсуву між стоячими хвилями (. Для кривих 1-3 , для 4-6 , для 1 та 4 , для 2 та 5 , для 3 та 6). Максимального значення сила досягає при

В умовах експерименту частіше вибиралося , . При цьому сила пропорційна , що якісно пояснюється тим, що резонансний перехід атома насичувався полем одної хвилі, а друга могла розглядатися як мале збурення. Усереднена по сила у цьому випадку буде

Бiльш загальною є ситуацiя, розглянута у [4*, 5*], коли атом взаємодiє iз зустрiчними змiн-ни-ми у часi полями, амплiтуда яких модулюється по довiльному закону:

Вважалося, що для частот Рабі виконуються умови , , так що поля є сильними, тобто такими, у яких частота Рабi, яка змінюється від до , у будь-який момент часу значно перевищує ширину спектру спонтанного випромiнювання . Знайдені вирази для си-ли як для випадку довільного закону модуляції, так і для важливих окремих випадків, коли , є періодичними функціями часу з періодом T. Для малого індексу модуляцiї, коли , , де середнi значення величин та дорiвнюють нулю, можна знайти

Для тривалої взаємодії атома з двома зустрічними світловими полями, амплітуда яких модулюється по довільному закону з малим індексом модуляції усереднена по часу та координаті сила, що діє на атом може бути виражена як

де кутові дужки означають усереднення по часу.

Наведені результати свідчать, що сила світлового тиску в розглянутих амплутудно-модульо-ваних полях може значно перевищувати силу спонтанного світлового тиску у одній біжучій хвилі. Реальне збiльшення сили на один-два порядки можливе уже при параметрах насичення 103 - 104, що досить легко здiйснюється на практицi.

У частині 2.4 поданi результати [3*, 6*] дослiдження сили вимушеного свiтлового тиску на атом у полi двох зустрiчних послiдовностей коротких свiтлових iмпульсiв з перiодом слiдування тривалiсть яких, вiдповiдно, та така, що

У цьому випадку релаксацiєю та еволюцiєю елементiв матрицi густини, зумовлених доплерiвським

зсувом частоти та вiдстройкою частоти поля вiд частоти атомного переходу , протягом тривалостi iмпульсу можна знехтувати. Нехай хвиля, яка поширюється у додатньому напрямi осi OZ, взаємодiє з атомом у iнтервалах часу, обмежених часовими координатами та , а зустрiчна хвиля — у iнтервалах часу вiд до де m — цiле число. Тодi сила, що дітиме на атом, може бути записана як

де введено та . Фізичний зміст очевидний: переданий атому за період імпульс визначається різницею змін інверсій населеності, викликаних дією двох зустрічних світлових імпульсів. При цьому треба мати на увазі, що зміна інверсії на 2 (перехід атома із одного рівня на інший) відповідає передачі імпульса . Для -імпульса , а , так що .

Аналіз сили, що діє на атом у полі біжучої послідовності світлових імпульсів з довільним значенням показав, що ця сила близька до сили, що діє на атом у полі біжучої монохроматичної хвилі за винятком вузьких областей в околі точок , де вона зменшується до нуля. Для цих точок число актiв поглинання дорiвнює числу актiв вимушеного випромiнювання, тому iмпульс вiд поля атому не передається та сила дорiвнює нулю. Завдяки релаксацiї пiд час дiї iмпульса баланс вимушених переходiв порушується i сила буде вiдмiнна вiд нуля.

Для двох зустрiчних хвиль, що складаються з послiдовностей iмпульсiв однакової площi, розглянуто відомий випадок зустрічних -імпульсів та випадок довільних при малих та великих .

Для -імпульсів сила

перетворюється у нуль при і досягає максимуму при .

У найважливішому випадку довільних та середня по координаті сила, що діє на атом є

де

Видно, що умова не є обов’язковою для існування значної сили вимушеного світлового тиску. Якщо мало відрізняється від , сила зменшується з ростом по лінійному закону

Врахування релаксацiї при часах взаємодiї, бiльших , приводить до того, що дiюча на атом сила випадково змiнює напрям. В загальному випадку довiльних залежнiсть сили вiд опи-су-ється множником , який дорiвнює рiзницi iмовiрностей прискорення атома у додатньому та від’ємному напрямі .

У частині 2.5 проаналізована можливiсть пiдвищення ефективностi керування рухом мiкрочас-ток силами світлового тиску, яка базується на специфiчному механiзмi резонансного збiльшення поглинання свiтла мiкрочасткою в присутностi атома з резонансною до падаючого свiтла частотою опти-чного переходу. Оцiнки для мiкрочастинки натрiю розмiрами 2R = 10 нм показують, що у присутностi атома натрiю та резонансного оптичного поля з довжиною хвилi 589 нм ефективнiсть каскадної передачi енергiї може досягати 103-104. Такий механiзм резонансного збiльшення поглинання енергiї оптичного поля мiкрочасткою може знайти застосування при розробцi оптичних пасток для часток малих розмiрiв.

Запропоновано та експериментально реалізовано маніпулювання малими поглинаю-чи-ми світло частками за допомогою лазерного пучка, який є суперпозицією поперечних ТЕМ00 та ТЕМ01 мод. Вибиралися спецiальнi режими генерацiї, коли поле з довжиною хвилi 488,8 нм являло собою моду TEM01, а поле з довжиною хвилi 514,5 нм - моду TEM00 Таким чином формувалася оптична пастка з осьовим мiнiмумом iнтенсивностi, проте на осi інтенсивнiсть лазерного поля не дорiвнювала нулю. Така оптична пастка забезпечує стiйкiсть частки як у поздовжньому, так i у поперечному напрямi для поглинаючих часток незалежно вiд їх розмiру.

Основнi результати Роздiлу 2 опублiкованi у роботах [1*, 3* - 6*, 21*, 25*, 29*].

У Роздiлi 3 поданi результати дослідження вимушеного свiтлового тиску на атоми натрiю у полi зустрiчних амплiтудно-модульова-них хвиль.

Розглянуті основні відомі схеми здійснення світлового тиску на атоми [3, 4] та подано обгрунтування вибору атома натрію як об’єкта для дослідження вимушеного світлового тиску. У роботі важливе місце займає розробка оригінальних схем лазерів із заданими спектральними характеристиками для здійснення досліджень світлового тиску зустрічних амплітудно-модульованих полів на атоми натрію. Двочастотне лазерне поле з приблизно однаковими амплiтудами двох хвиль формувалося за допомогою лазера на барвнику з резонатором, який має спецiальну частотну залежнiсть втрат так, що втрати для двох мод, якi мають відповідну рiзницю частот, будуть мiнiмальнi. Для застосувань у експериментах по дослiдженню сили свiтлового тиску на атоми натрiю розроблений двочастотний лазер на барвниках, особливiстю якого є використання резонатора на базi iнтерферометром Майкельсона, що дає змогу зменшити число внутрiшньорезо-на-торних елементiв порiвняно iз схемами, якi базуються на використаннi iнтерферометра Фабрi-Перо, знизити неселективнi втрати та пiдвищити ККД двочастотного лазера. У розробленій схемі лазера з iнтерферометром Майкельсона досягнуто стiйкого двочастотного режиму генерацiї з ККД при потужностi накачки 2,8 Вт усiма лiнiями аргонового лазера 11% та з порогом генерацiї близько 1 Вт. Розробка та створення лазерів на барвниках, які застосовувалися у дослідженнях, здійснювалася з використанням методів оптимізації параметрів внутрішньорезонаторних елементів, які базуються на розроблених оригінальних методах визначення частотної залежності втрат, що вноситься дисперсійним елементом. Оскільки теоретичні розрахунки таких залежностей дають лише наближену їх оцінку, ми використовували методику, розроблену у роботах [9*,23*, 25*], суть якої полягає в тому, що при настройцi частотного селектора лазера на область, де є вузька лiнiя додаткового пiдси-лен-ня на фонi широкої лiнiї пiдсилення барвника, при деякiй критичнiй розстройцi вiдбувається захоплення частоти генерацiї лазера лiнiєю додаткового пiдсилен-ня.

Показано, що розроблена методика вимiрювання дає змо--гу визначати частотну залежність втрат, величина яких складає 10-4 - 10-5 см-1. Застосування вказаних підходів дало змогу розробити двочастотні лазери з різницями частот порядку 1,5 — 1,7 ГГц та довжинами хвиль, які можуть перестроюватися у діапазоні генерації барвника Родамін 6Ж.

Наводяться результати першого спостереження дії вимушеного світлового тиску на атоми натрію. Дiя вимушеного свiтлового тиску на атоми натрiю вивчалася на установцi, у якiй тепловий пучок атомiв натрiю поміщався у резонатор лазера і перетинав стоячу хвилю двочастотного лазерного поля під прямим кутом. Атом натрiю взаємодiяв з зустрiчними амплiтуд-но-модульованими хвилями, а вiд-хилення атомiв натрiю пiд дiєю сили свiтлового тиску визначалося по просторовому розподiлу iнтенсивностi флуоресценцiї у площинi спо-с-тереження (Рис. 2). Зміщуючи точку перетину лазерного і атомного пучків відносно дзеркала резонатора можна було змінювати різницю фаз між зустрічними амплітудно модульова-ними хвилями. Експериментально зареєстрована ха-рак-терна залежнiсть вiдхилення атомiв вiд рiзницi фаз зустрiчних амплiтудно – модульованих хвиль, коли не тiльки величина вiдхилення, а i його знак змiнюється при вiдповiднiй змiнi ? (Рис. 3). Вже у цих перших експериментах максимальна величина сили вимушеного свiтлового тиску становила F ~ 1,2 ћk ?, що перевищує максимальну силу світлового тиску на атом поля однiєї бiжучої хвилi. Величина сили вимушеного світлового тиску зростає із збільшенням інтенсивності лазерного поля по закону, близькому до лінійного (рис.4). так що

пiдвищення потужностi лазера i вибiр оптимального значення частоти амплітудної модуляції, або, що у нашому випадку те ж саме, різниці частот двох мод ? ( в нашому випадку величина ? визначається конструктивними особли-во-стями лазера на барвнику) дозволяє досягнути значень F, суттєво бiльших за ћk ?, що i було показано у пiзнiших роботах iнших авторiв. Основнi оригiнальнi результати Роздiлу 3 опублiкованi у роботах [2*, 3*, 10* - 12*, 23* – 25*, 28*, 29*].

У Роздiлi 4 поданi результати дослiдження дiї свiтлового тиску на молекули нат-рiю. До початку досліджень, результати яких викладені у цьому розділі, вважалося, що керування рухом молекул силами резонансного свiтлового тиску неможливе через принципове обмеження, зумовлене багаторівневою енергетичною структурою молекули [12]. Дійсно, молекула пiсля погли-нан-ня резонансного фотона та переходу (vi, Ji) ? (v'k, J'k) у збуджений стан внаслiдок спонтанної релаксацiї збудженого рiвня з великою iмовiрнiстю перейде в квантовий стан з vm vi i вийде з резонансної взаємодiї з лазерним полем. Вiд резонансного лазерного поля молекула одержить лише iмпульс ћk i подальший обмiн механiчними iмпульсами поля та молекули припиниться. Таким чином, розробленi для атомiв схеми здiйснення спонтанного свi-т-лового тиску не могли застосовуватися для керуван-ня рухом молекул.

Для аналізу можливості здійснення вимушеного світлового тиску на молекулу, нами розглянута схема її взаємодiї з коротким ? - iмпульсом, що поши-рюється у додатньому напрямку осi OZ i вiдразу за цим з ? –iм-пу-ль--сом, що бi-жить у зустрiчному напрямку. Iмпульс молекули пiсля поглинання i вимушеного випромi-ню-ван-ня фотона змiнюється на величину 2 ћk, де ћk – iм-пульс фотона, причому молекула після взаємодії з парою цих зустрічних ? – iмпульсів повернеться у стан з тими ж зна-ченнями квантових чисел vi, Ji . Послiдо-в-на взаємо-дiя з парами таких iмпульсiв з перiодом слiдуван-ня T приводить до середньої сили свiтлового тиску 2 ћk /T на молекулу.

В реальнiй експериментальнiй ситуацiї площа iм-пульсiв вiдмiнна вiд ?, тому була розглянута динаміка мо-лекули в полi послiдовностей зустрiчних коротких iм-пульсiв довiльної площi. Знайденi рекурентнi спiвiд-но-шення для матрицi густини дозволяють за початковим розподiлом молекул по iмпульсах визначити заселеностi основного i збу-дженого станiв в будь-який момент часу i, таким чином, знаходити iмпульс молекул i його дисперсiю пiсля взаємодiї з полем. Проведенi числовi розрахунки пiдтверджують можливiсть передачi значного, порядку сотен ћk, iм-пульсу помiтнiй (порядку 0,01 - 0,1) долi молекул навiть у випадку, коли перiод слiдування iмпульсiв значно перевищує 1/?, а площа iмпульса лежить в дiапазонi 0,5 ? – р (?ис. 5).

На основі зробленого аналізу запропонована схема дослiдження дiї на молекули натрiю сили вимушеного свiтлово--го тиску зустрiчних коротких iмпульсiв випромiнювання аргонового iонного лазера з довжиною хвилi ? ? 488 nm, який збуджує перехiд мiж рiвнями X1 У (v ?? = 3, J?? = 43) > B1Рu (v? = 6, J? = 43). Генерацiя коротких iмпульсiв здiйснювалася шляхом син-хронiзацiї мод аргонового лазера за допомогою акустоптичного модулятора. Спос-те-рiгалося вiдхилення молекулярного пучка пiд дiєю сили вимушеного свiтлового тиску (рис. 6). Залежність відхилення від потужності лазер знаходиться у якісній вiдповiдностi з теорiєю при порівняно невели-кiй потужностi аргонового лазера, яка досягалася у наших дослідженнях (рис. 6). Максимальне вiдхи-лен-ня центра мас пучка становило 7 · 10-4 радiан. Середня змiна iмпульса молекул, що залишилися в станi X1 У (v ?? = 3, J?? = 43) ?iсля взаємодiї з полем вiдхиляючого лазера становить ~20 ћk. При максимально досягнутiй потужностi в нашому експеримен-тi на робочому рiвнi пiсля взаємо-дiї з вiдхиля-ю-чим випромiнюванням залишалося приблизно 3% молекул.

Розглянута можливiсть адiабатичного переносу населеності мiж магнiтними пiд-рiвнями мо-ле-кул з передачею молекулi значного iмпульсу. Теоретично обгрун-то-ва-на можливiсть передачi молекулi iмпульсу 2j ћk ( j - обертальне квантове число, ћk - iмпульс фотона) при взаємодiї молекули з двома зустрiчними iмпульсами з круговою поляризацiєю.

Зробленi числовi розрахунки для молекули Na2 (X > B - електронного переходу) показують, що можна, в принципi, очiкувати змiни iмпульсу молекули на ве-личину приблизно 100 ћk, причому практично всi молекули, якi залишилися на по-гли-на-ючому свiтло обертальному рiвнi j пiсля взаємодiї з полем, будуть знаходитись на од-ному магнiтному пiдрiвнi m = j. Основнi результати Роздiлу 4 опублi-кованi у роботах [7*- 10*, 29*].

У Роздiлi 5 поданi результати експериментальних дослiджень асиметрiї резона-н-сiв насиченого поглинання в He-Ne/127I2 лазерах з накачкою поперечним високочас-тотним