Сизифовое охлаждение

Физический принцип сизифова охлаждения : атомы движутся против потенциальной энергии, возбуждаются в более высокую полосу, возвращаются в состояние с низкой энергией (т.е. из довольно высокого «синего» состояния вверх, а затем сразу же назад в более низкое «красное» состояние). "состояния), всегда с левой стороны, откуда через полтора "красного" или "синего" периода, скажем, лазерного воздействия, они снова возбуждаются и девозбуждаются, теперь уже со " красный» на «синий», справа и т. д.

В физике сверхнизких температур , сизифово охлаждение эффект Сизифа или охлаждение градиентом поляризации предполагает использование специально подобранного лазерного света, падающего на атомы под разными углами, чтобы как охладить, так и захватить их в потенциальной яме, эффективно скатывая атом вниз. холм потенциальной энергии , пока он не потеряет свою кинетическую энергию . Это тип лазерного охлаждения атомов, используемый для достижения температур ниже предела доплеровского охлаждения . Этот метод охлаждения был впервые предложен Клодом Коэном-Таннуджи в 1989 году. мотивировано более ранними экспериментами, в которых наблюдались атомы натрия, охлажденные ниже доплеровского предела в оптической патоке . Коэн-Таннуджи получил часть Нобелевской премии по физике в 1997 году за свою работу. Техника названа в честь Сизифа , персонажа греческой мифологии , который был обречен на всю вечность катить камень на гору только для того, чтобы он снова катился вниз всякий раз, когда он приближался к вершине.

Метод

Сизифова охлаждения можно добиться, направив на образец атома два встречных лазерных луча с ортогональной поляризацией. Атомы, движущиеся по потенциальному ландшафту в направлении стоячей волны, теряют кинетическую энергию по мере движения к потенциальному максимуму, после чего оптическая накачка переводит их обратно в состояние с более низкой энергией, тем самым снижая общую энергию атома. Это описание охлаждения Сизифа во многом основано на описании Фута.

Принцип сизифова охлаждения

Встречное распространение двух ортогонально поляризованных лазеров генерирует стоячую волну поляризации с градиентом между ${\textstyle \sigma -}$ (левополяризованный по кругу свет), линейный и ${\textstyle \sigma +}$ (правополяризованный по кругу свет) вдоль стоячей волны. Обратите внимание, что это встречное распространение не создает стоячую волну по интенсивности, а только по поляризации. Этот градиент возникает в масштабе длины ${\textstyle {\frac {\lambda }{2}}}$, а затем повторяется, зеркально отражаясь относительно плоскости yz. В положениях, где встречные лучи имеют разность фаз ${\textstyle {\frac {\pi }{2}}}$, поляризация круговая, а при отсутствии разности фаз поляризация линейная. В промежуточных областях наблюдается градиентная эллиптичность наложенных полей.

Рассмотрим, например, атом с угловым моментом в основном состоянии ${\textstyle J={\frac {1}{2}}}$ и угловой момент возбужденного состояния ${\textstyle J'={\frac {3}{2}}}$. ${\textstyle M_{J}}$ подуровнями для основного состояния являются

$$M_{J}=-{\frac {1}{2}},+{\frac {1}{2}}$$

и ${\textstyle M_{J'}}$ уровни возбужденного состояния

$$M_{J'}=-{\frac {3}{2}},-{\frac {1}{2}},+{\frac {1}{2}},+{\frac {3}{2}}$$

В случае отсутствия поля все эти уровни энергии для каждого значения J вырождены, но в присутствии светового поля с круговой поляризацией эффект Аутлера-Таунса (сдвиг Штарка переменного тока или сдвиг света) снимает это вырождение. Степень и направление этого поднятого вырождения зависят от поляризации света. Именно эта поляризационная зависимость используется для приложения к атому пространственно-зависимой замедляющей силы.

Типичная схема оптической накачки

Чтобы иметь охлаждающий эффект, должна произойти некоторая диссипация энергии. Правила выбора дипольных переходов диктуют, что для этого примера $$\Delta J=-1,+1$$ и $$\Delta M_{J}=0,-1,+1$$ с относительными интенсивностями, определяемыми квадратом коэффициентов Клебша-Гордана . Предположим, мы начнем с одного атома в основном состоянии: ${\textstyle J={\frac {1}{2}}}$, в ${\textstyle M_{J}={\frac {1}{2}}}$ состояние в ${\textstyle z=0}$ со скоростью в направлении +z.

Атом теперь перекачивается в ${\textstyle M_{J'}=-{\frac {1}{2}}}$ возбужденное состояние, в котором он спонтанно испускает фотон и распадается на ${\textstyle M_{J}=-{\frac {1}{2}}}$ основное состояние. Ключевая идея заключается в том, что при наличии ${\textstyle \sigma -}$ свет, резкое изменение переменного тока снижает ${\textstyle M_{J}=-{\frac {1}{2}}}$ дальше по энергии, чем ${\textstyle M_{J}=+{\frac {1}{2}}}$ состояние. Идя от ${\textstyle M_{J}=+{\frac {1}{2}}}$ к ${\textstyle M_{J}=-{\frac {1}{2}}}$ состоянии, атом действительно потерял ${\textstyle U_{0}}$ в энергетике, где $$U_{0}=E_{M_{J}=+{\frac {1}{2}}}-E_{M_{J}=-{\frac {1}{2}}}$$ примерно равен сдвигу AC Штарка $$U_{0}\simeq {\frac {\hbar \Omega ^{2}}{4\delta }}$$ где омега — частота Раби , а дельта — расстройка.

В этот момент атом движется в направлении +z с некоторой скоростью и в конечном итоге перемещается в область с ${\textstyle \sigma +}$ свет. Атом, все еще в своем ${\textstyle M_{J}=-{\frac {1}{2}}}$ состояние, в которое его накачали, теперь испытывает противоположный сдвиг AC Stark, как это было в ${\textstyle \sigma }$- свет и ${\textstyle M_{J}={\frac {1}{2}}}$ состояние теперь имеет меньшую энергию, чем ${\textstyle M_{J}=-{\frac {1}{2}}}$ состояние. Атом перекачивается в ${\textstyle M_{J'}={\frac {1}{2}}}$ возбужденное состояние, в котором он спонтанно испускает фотон и распадается на ${\textstyle M_{J}=+{\frac {1}{2}}}$ состояние. Как и прежде, этот энергетический уровень был понижен в результате переменного сдвига Штарка, и атом потерял еще один уровень энергии. ${\textstyle U_{0}}$ энергии.

Повторяющиеся циклы такого рода преобразуют кинетическую энергию в потенциальную энергию, и эта потенциальная энергия теряется из-за фотона, испускаемого во время оптической накачки.

Пределы

Фундаментальным нижним пределом сизифова охлаждения является температура отдачи, ${\textstyle T_{r}}$, определяемая энергией фотона, испускаемого при распаде из состояния J' в состояние J. Этот предел $$k_{b}T_{r}={\frac {h^{2}}{M\lambda ^{2}}}$$ хотя практически пределом является несколько раз это значение из-за чрезвычайной чувствительности к внешним магнитным полям в этой схеме охлаждения. Атомы обычно достигают температуры порядка ${\textstyle \mu K}$, по сравнению с доплеровским пределом ${\textstyle T_{D}\simeq 250\mu K}$.

Ссылки

• Меткалф, Гарольд Дж.; ван дер Стратен, Питер (1999). Лазерное охлаждение и захват . Спрингер. Раздел 8.8. ISBN  9780387987286 .
• "intro_Eng" . Lkb.ens.fr. ​Проверено 5 июня 2009 г.