Є дві причини, чому когерентне випромінювання має вищу інтенсивність в порівнянні з тепловим.
По-перше, когерентні фотони максимально підсилюють один одного, оскільки їх вектори електричного і магнітного полів паралельні. В разі теплових фотонів ці поля мають довільну орієнтацію, тому їх середнє значення значно менше максимального.
По-друге, попадання когерентного фотона у фотонну хмару збудженого атома збільшує вірогідність випромінювання другого такого ж фотона. Тому інтенсивність вимушеного випромінювання набагато вища, ніж спонтанного, що і забезпечує роботу лазерів.
Тепер у нас все готово для опису процесу формування фотонної ехо-камери під дією оптичних когерентних імпульсів. Перший когерентний імпульс збуджує в атомах перехідні процеси, які так само мають бути когерентними, принаймні перший час після імпульсу. Цим обумовлена активна післядія таких імпульсів. З часом когерентність руйнується, як і в разі спінальної ехо-камери, що веде до загасання післядії.
Дослідження просторових і спектральних властивостей фотонної ехо-камери і можливості кутової оптичної ехо-камера-спектроскопії (спільно із співробітниками ЕТН-центра, Цюріх, Швейцарія).
Мал. 4.2. Зміна довжини хвилі фотонної ехо-камери при зміні кута між хвилевими векторами і збуджуючих імпульсів. Вертикальні стрілки позначають центр «тягарі» спектральній лінії сигналу ФЕ при рівному 0°, 7.4° і 10°. Штриховою лінією позначений спектр імпульсів. Сигнал фотонної ехо-камери має головний максимум уздовж хвилевого вектора на частоті
У деяких резонансних середовищах (напр., в полімерних плівках, легованих молекулами фарбника [1]) експериментально досліджені просторові і спектральні властивості фотонної ехо-камери (ФЕ) і виявлена зміна довжини хвилі ФЕ (відносно довжини хвилі збуджуючих імпульсів) при варіюванні кута між хвилевими векторами цих імпульсів. Один з результатів приведений на мал. 4.2.
Збуджену двома, рознесеними в часі, лазерними імпульсами резонансне середовище можна ототожнити з керованим інтерференційним фільтром. Властивості динамічних «грат» нерівноважної населеності і поляризації, лежачих в основі цього фільтру, були експериментально досліджені в роботі [2]. Аналіз, проведений в роботі [3] на основі експериментів [1, 2], показує на можливість кутової оптичної ехо-камера-спектроскопії.
2. Дослідження довгоживучої фотонної ехо-камери (ДСФЕ), що стимулює, і розробка фізичних принципів оптичної фазової пам'яті.
Детально досліджені багатоімпульсні режими запису, кодування і прочитування інформації в режимі ДСФЕ в кристалі трифторіаду лантану з празеодімом на довжині хвилі 477.7 нм при температурі рідкого гелію. Створений макет пристрою, що запам'ятовує, що діє, на основі ДСФЕ. Відзначимо недавні експерименти по некогерентному ФЕ в рубіні в умовах световолоконого транспортування до зразка окремих збуджуючих імпульсів.
3. Дослідження оптичного надвипромінення (ОСІ) і тригерного оптичного надвипромінення (ТОС).
У функціонуванні оптичних фазових процесорів можуть використовуватися сигнали ОСІ [7]. У 1999 році був поставлений успішний експеримент по спостереженню оптичного надвипромінення в кристалі трифторіду лантану з празеодімом на довжині хвилі 477.7 нм при температурі рідкого гелію [8]. Осцилограма сигналу ОСІ (справа) і імпульсу накачування (зліва) приведена на малюнку 4.3
Мал. 4.3 Осцилограма сигналу оптичного надвипромінення (справа) в кристалі [8]. Імпульс ОСІ детектувався в напрямі, зворотному імпульсу накачування. Із зростанням потужності накачування спостерігалося також надвипромінення на довжині хвилі 606 нм.
Разом з цими експериментами спільно з ФТІНТ АН України (м. Харків) були поставлені експерименти по тригерному оптичному надвипроміненню на іншому кристалі - дифенілі, легованому молекулами пирена [9]. Явище ТОС спостерігалося на довжині хвилі 373 нм. Результати експерименту приведені на малюнку 4.3.
Відзначимо результати теоретичних розробок ТОС в умовах, коли роль інжекційного імпульсу виконує потік бифотонов. Заслуговують на увагу також розробки теорії безінверсного ОСІ в домішкових кристалах.
Мал.4. 3. Форми сигналів і просторовий розподіл інтенсивностей в кристалі дифенілу з пиреном [9]: (а) чисте ОСІ; (б) інжекційний імпульс; (в) ТОС. Ціна великого ділення 20 нс.
4. Теоретичне дослідження проблеми лазерного охолоджування твердих тіл.
У основі процесу лежить антистоксовий режим, пояснений на малюнку 4.4.
Мал. 4.4 Антистоксовий режим лазерного охолоджування стекол і кристалів, легованих рідкоземельними іонами: (а) спрощена трирівнева схема процесу, де Н – накачування, Ф – флуоресценція, Фн – фонон; (б) схема робочих рівнів іонів тривалентного ітербію в тяжелометаллическом склі, на основі якого американськими дослідниками (R. Epstein et.al. Patent USA №5 447 032 від 05.09.1995) був створений макет лазерного рефрижератора. До теперішнього часу досягнуте охолоджування на 65°, починаючи від кімнатної температури.
Квант накачування менше кванта флуоресценції на величину енергії фононів. У результаті енергія фононів несеться з твердотілого зразка в процесі флуоресценції. Результати наших теоретичних розробок, на які посилаються американські дослідники, підсумовувані в книзі [10]. Для підвищення ефективності охолоджування запропоновано використовувати процес надвипромінення [11]. В даний час проводяться дослідження процесу самоохлаждения активних елементів деяких твердотілих лазерів (напр., на основі кристала, одночасно легованого іонами.
5. Досліджені можливості запису і прочитування інформації за допомогою бихроматичного поля в середовищі, що складається з трирівневих атомів.
Біхроматічеське поле складається з двох компонент: слабкого сигнального поля (сигнальної хвилі) і сильного поля накачування (опорної хвилі). Розглянута можливість запису тривалості і форми сигнальної хвилі в неоднорідний розширеному спектрі поглинання ансамблю атомів завдяки формуванню періодичної структури спектральних провалів. Показано, що сигнальна хвиля може бути відновлена після виключення обоє полів (сигнального і опорного), якщо до зразка прикласти лише опорну хвилю. Знайдено, що тривалість і форма відновленої сигнальної хвилі залежить від інтенсивності опорної хвилі.
6. Досліджено насичення оптичного переходу між выпрожденными станами.
Розглянуто насичення квазідворівневих атомів резонансним монохроматичним полем у разі, коли, наприклад, основний стан атома має декілька підрівнів, які однаково заселені, і переходи з цих підрівнів в збуджений стан зливаються в одну лінію, тобто коли відсутній спектральний дозвіл цих підрівнів. Показано, що в умовах насичення розширення такої лінії може істотно перевершувати розширення лінії поглинання простого дворівневого атома [13]. Додаткове розширення лінії зобов'язане захвату заселеності в когерентній суперпозиції нижніх підрівнів атома.
Мал. 4.5 Діаграма трирівненого атому
Вгорі змальована енергетична діаграма трирівневого атома, що збуджується сигнальною хвилею B1 і опорною хвилею B2. Спочатку всі атоми знаходяться в основному стані 1. Внизу показана послідовність імпульсів. Імпульси опорної і сигнальної хвиль (останній затінений) мають прямокутну форму. Тривалість сигнальної хвилі – T. Обоє імпульсу вимикаються одночасно. У момент часу t = 0 включається імпульс опорної хвилі. Імпульс R, що індукується на частоті сигнальної хвилі, показаний затіненим трикутником.
Мал. 4.6. Залежність амплітуди індукованого імпульсу R від часу, відлічуваного з моменту включення опорної хвилі. Тривалість сигнальної хвилі – T = 3. Час t, T і амплітуда R приведені в безрозмірних одиницях. Спектральна ширина неоднорідної лінії а = 10. Верхній графік відповідає випадку B2 / а > 0. Нижній графік показує поведінку індукованого поля для випадку B2 / а = 0.2.
7. Пошуки вирішення проблеми гамма-лазера: пониження порогу генерації за допомогою деструктивної інтерференції каналів резонансного поглинання гамма-квантів.
Досліджено поширення гамма-випромінювання в резонансному середовищі, приготованому за допомогою лазерного поля і гамма-накачування в змозі, яке може підсилювати гамма-випромінювання без інверсії заселеності [14]. Такий стан досягається завдяки двом чинникам. Перший – це пересічення і змішування підрівнів спинів ядер, що знаходяться в основному стані. Таке змішування станів спинів пропонується здійснити за допомогою постійного магнітного поля заданої напруженості, прикладеного уподовж напряму, що становить малий кут з віссю симетрії кристала, в якому знаходяться резонансні для гамма-квантів ядра. Сам кристал повинен володіти некубічною симетрією. Другий чинник – приготування ядер за допомогою лазера в когерентній суперпозиції пересічних станів ядерного спину. Досліджені стаціонарний і імпульсний режими проходження гамма-випромінювання через підсилююче середовище без інверсії заселеності. У стаціонарному режимі знайдена оптимальна довжина області посилення гамма випромінювання. Ця довжина визначається граничною відстанню, на якій відбувається виснаження лазерного накачування, і ефект безінверсного посилення гамма-випромінювання пропадає. У імпульсному режимі лазерне випромінювання створює вікно прозорості для резонансних гамма квантів. Воно «откравается» на якийсь час рівне тривалості лазерного імпульсу. Цей імпульс поширюється в середовищі без втрат, якщо для нього виконується умова самоіндуцированної прозорості. Посилене гамма-випромінювання теж набуває форми імпульсу. Його посилення відбувається завдяки енергії збуджених ядер і перекачування енергії між лазерним імпульсом і гамма-випромінюванням. Перекачування енергії є джерелом порушення самоіндуцированної прозорості для лазерного імпульсу, що також наводить до обмеження області безінверсного посилення.
8. Розглянута динамічна інтерференція каналів поглинання гамма-квантів, створена радіочастотним збудженням ядерних спинів.
Запропоновано використання радіочастотного збудження ядерних спинів в резонансному поглиначі гамма-квантів для прояснення цього поглинача. Показано, що в разі прояснення гамма-кванти в поглиначі мають швидкість істотно меншу швидкості світла у вакуумі. В результаті довжина когерентності кожного кванта може стати порівнянною з розмірами поглинача. Запропоновано використовувати цей ефект для затримки і накопичення квантів у фізично обмеженому об'ємі речовини резонансного поглинача [15].
Висновки
За минулі роки було вивчено багато незвичайних властивостей фотонного відлуння найрізноманітніших модифікацій. Наприклад, ехо-камери в багаторівневих системах, ехо-камери при багатофотонному резонансі, модифікованої ехо-камери. Використовуючи техніку фотонної ехо-камери отримують багату інформацію про структуру, динаміку, кінетичні процеси кристалічних і аморфних речовин, напівпровідників і діелектриків, надпровідників, а також всіляких рідин і газів. Удалося виміряти багато їх параметрів з надвисокою точністю, недоступною якими-небудь іншими методами. Виникла нова область наукових досліджень - оптична ехо-камера-спектроскопія.
Явище фотонної ехо-камери обіцяє цілий ряд перспективних технічних вживань в області оптоелектроніки. Річ у тому, що на відміну від магнітних резонансів ЕПР і ЯМР фотонна ехо-камера володіє всіма перевагами оптичного діапазону, а саме надшвидкодією і многоканальностью. Тобто можна створити такі умови, при яких в кристалі розміром 1 см паралельно працюватиме велика кількість світлових променів (порядка 108), що складаються з оптичних імпульсів тривалістю в 1 пс (10-12 з). В даний час розроблений принцип роботи і зроблені макети пристроїв оптичної пам'яті великої ємкості для використання в комп'ютерних системах. Створені лабораторні пристрої по автоматичній обробці інформації - фільтри, змішувачі, розгалуджувачі, логічні елементи, векторно-матричні помножувачі, системи розпізнавання образів і пристроїв штучного інтелекту. Розробки продовжуються.
Література
1. C.V. Heer, Mc Manamon P.F., Opt.Соmmun., 23, N1, 49, 1977.
2. E.I. Shtyrcov, N.L. Nevelskaia, V.S. Lobkov, N.G. Yarmukhametov. Phys.Stat. Solid (b), 98, 1980.
3. E.L. Hahn. Phys.Rеv., 80, 580, 1950.
4. M.S. Shiron. Appl.Phys.Lett., 33, 4, 299, 1978.
5. Абрагам А.. Ядерний магнетизм, ІЛ, М., 1963.
6. Аллен Л., Дж.Эберли. Оптичний резонанс і дворівневі атоми, "Світ", М., 1978.
7. Маныкин Э.А., Самарцев В.В. Оптическая эхо-спектроскопия. М.: Наука, 1984. 270 с.
8. Штирков Е.І, B.C.Лобков, Н.Г.Ярмухаметов. Листи в ЖЕТФ, 27, стр.12, 685, 1978.
9. Штирков Е.І. Оптика і спектроскопія, 45, стр.603, 1978.
10. Железняков В.В. Что такое сверхизлучение // Соросовский Образовательный Журнал. 1997. № 4. С. 52-54.
11. Трифонов Е.Д. Сверхизлучение - спонтанное излучение многоатомной системы // Там же. 1996. № 12. С. 75-80.
