Спросить
Войти
_ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКИЕ НАУКИ / PHYSICS AND MATHEMATICS_
DOI: https://doi.org/10.23670/irj.2020.94.4.pre-print
ПЕРЕНОС ИЗЛУЧЕНИЯ В АТОМНЫХ ПАРАХ ВЫСОКОЙ ПЛОТНОСТИ ПРИ РАЗЛИЧНОЙ ОТСТРОЙКЕ
ПРОБНОГО ЛАЗЕРА ОТ РЕЗОНАНСНОГО ПЕРЕХОДА
Научная статья
Саутенков В.А.1, Аршинова И.Д.2& *, Бобров А.А.3, Вильшанская Е.В.4, Кудринский Д.А.5, Зеленер Б.Б.6
l, 2, 3, 4 5, 6 Объединенный институт высоких температур Российской академии наук, Москва, Россия;
* Корреспондирующий автор (arshinovairina1995[at]gmail.com)
Аннотация
В работе исследован процесс переноса резонансного излучения в плотных парах рубидия при различных отстройках пробного лазера от атомного перехода 5S1/2 - 5P3/2. При рабочей атомной концентрации 8 х 1016 см-3 спектральная полуширина перехода составляла 4 ГГц. Непрерывный пробный лазер имел ширину спектра 1 МГц. Пробные импульсы длительностью 1 мс и частотой повторения 1 кГц формировались акустооптическим модулятором. Из-за пленения излучения время жизни возбужденных атомов т намного превышало время спонтанного распада 26 нс. В диапазоне отстроек от 16 ГГц до 220 ГГц время т линейно возрастало от 3 х 103 нс до 15 х 103 нс. Большое время жизни возбуждения позволяет значительно увеличить эффективность оптического насыщения атомных газовых сред.
RADIATION TRANSFER IN HIGH DENSITY ATOMIC VAPOURS WITH VARIOUS DETUNINGS OF PROBE
LASER FROM RESONANCE TRANSITION
Research article
Sautenkov V.A.1, Arshinova I.D.2& *, Bobrov A.A.3, Vilshanskaya E.V.4, Kudrinsky D.A.5, Zelener B.B.6
* Corresponding author (arshinovairina1995[at]gmail.com)
Abstract
In this work, we studied the process of resonance radiation transfer in dense rubidium vapour with various detuning of the probe laser from 5S1/2- 5P3/2 atomic transition. At the working atomic concentration of 8 х 1016cm-3, the spectral half-width of the transition was 4 GHz. The cw probe laser had a spectrum width of 1 MHz. Test pulses of 1 ms duration and the repetition rate of 1 kHz were formed by an acousto-optic modulator. Due to the radiation trapping, the lifetime of excited atoms т was much longer than the spontaneous decay time of 26 ns. In the range of detuning from 16 GHz to 220 GHz, the time т linearly increased from 3 х 103ns to 15 х 103 ns. The long lifetime of the excitation can significantly increase the efficiency of the optical saturation of atomic gas media.
Введение
В оптически плотных резонансных газовых средах многократное пере-излучение фотонов (пленение излучения) и резонансная передача из-за диполь-дипольных взаимодействий может приводить к увеличению эффективного времени жизни возбужденного состояния атомов на несколько порядков по сравнению со временем спонтанного излучения индивидуального изолированного атома. Результаты теоретического и экспериментального исследования переноса возбуждения в резонансных газах можно найти в [1], [2], [3]. Базовый теоретический подход к описанию процессов переноса был развит в работах Л. Бибермана и Т. Холстейна [5], [6]. Этот подход был расширен на резонансные среды с учетом пространственных параметров этих сред [4], [7], [8]. Следует обратить внимание на публикацию [8], в которой анализируются результаты наблюдения пленения излучения в слоистой структуре резонансного газа с переменной оптической толщиной. Время пленения излучения возрастало с ростом оптической толщины слоя газа. В настоящей работе представлены результаты измерений времен пленения излучения в атомных парах рубидия высокой плотности, где уширение атомных переходов, обусловленное межатомными диполь-дипольными взаимодействиями, превышает величину допплеровского уширения из-за теплового движения атомов.
Экспериментальные результаты
Измерения проводились при различной отстройке возбуждающего лазера от центра линии поглощения. Импульсы излучения лазера накачки переводили малую часть атомов рубидия из основного состояния 5S1/2 в возбужденное состояние 5P3/2. Регистрировались времена пленения излучения в атомных парах. Принципиальная схема экспериментальной установки приведена на рис.1.
Рис. 1 - Схема установки: 1
пробный лазер, 2 - кювета с горячими парами рубидия, 3 5 - собирающая линза
АОМ, 4 - ФЭУ,
В качестве источника пробного лазера использовался непрерывный перестраиваемый лазер на титан-сапфире. Импульсы пробного излучения длительностью 1 мс и частотой повторения 0.1 кГц формировались с помощью акустооптического модулятора (АОМ). Энергия импульсов также контролировалась АОМ. Спектральная ширина излучения пробного лазера не превышала 1 МГц. Пучок лазерного излучения направлялся на сапфировую кювету с парами рубидия, помещенную в нагревательную печь. Пары рубидия представляли собой естественную изотопическую смесь атомов рубидия 85 и рубидия 87. Часть рассеянного излучение из паров рубидия собиралась линзой на фотоэлектрический умножитель (ФЭУ). Сигнал с фотоприемника регистрировался цифровым запоминающим осциллографом. Частота лазера могла перестраиваться в окрестности резонансного перехода 5 81/2 -5Рз/2 (Б2 линия рубидия, Х5Р = 780 нм). Радиационная ширина резонансного перехода обусловлена скоростью спонтанного излучения 1/тг. Радиационное время распада возбужденного состояния тг = 26 нс. При концентрации атомов в парах рубидия N = 8 х 1016 см-3 дипольное уширение резонансного перехода 5Б1/2 - 5Рз/2 составляет Г = 2^x4 ГГц [9], [10]. Это уширение значительно превышает допплеровское уширение и величины сверхтонких расщеплений основного и возбужденного состояний атомов рубидия. Очевидно, что спектральная ширина перехода (полуширина на полувысоте спектрального контура) в наших измерениях определялась дипольным уширением Г. При рассмотрении взаимодействия оптического излучения с атомными парами рубидия при настройке лазера в спектральное крыло перехода можно использовать приближение двухуровневых атомов. Интенсивность пробного лазерного пучка была ослаблена таким образом, что уровень оптического насыщения атомов рубидия был мал. В таком режиме влиянием насыщения поглощения на время пленения излучения в среде можно пренебречь.
Изменение сигнала после выключения излучения накачки показано на рис. 2. Полярность сигнала с фотоприемника была отрицательной. Поэтому наблюдаемая величина сигнала растет с некоторой отрицательной величины до нуля.
Рис. 2 - Зависимость сигнала S от времени. Амплитуда сигнала S приведена в относительных единицах
Этот сигнал описывает процесс релаксации возбуждения атомов рубидия. Возбужденные атомы после ^ переизлучений переходят в основное состояние. На рис. 2 точками обозначены экспериментальные данные, сплошная кривая - результат подгонки. Использовалась экспоненциальная функция у = 5^ехр(— £/т). Для нормализованной отстройки 4^/Г = 29.6 получено время релаксации возбуждения т = 9(0.4) мкс. Аналогичные измерения т проведены для различных отстроек 4^/Г. Результаты измерений представлены на рис. 3.
О1-1-1-1-&-&-1-1-1-&—
Асо/Г
Рис. 3 - Время пленения излучения в плотных парах рубидия при различной отстройке частоты насыщающего лазера. Точками обозначены экспериментальные данные, сплошная прямая - результат подгонки по формуле т =
Обсуждение
Видно, что с уменьшением отстройки эффективное время жизни возбуждения атомов уменьшается. Очевидно, что время пленения излучения и соответственно эффективное время жизни возбуждения атомов определяются проникновением излучения накачки в плотные пары рубидия, то есть определяются длиной поглощения Las. В работе [8] анализировались измерения времени пленения излучения в слое паров натрия. В общем случае эффективное время релаксации возбуждения т в оптически плотном газе значительно больше радиационного времени распада
т = qrr. (1)
В этом выражении коэффициент q >> 1 (enhancement factor) соответствует числу пере-излучений фотона в среде. В работе [8] использовалось следующее выражение для эффективного времени релаксации возбуждения в слое газа толщиной L:
т = Tr[a72)(52/5l)(Trr)-W/2. (2)
Здесь Я - длина волны резонансного перехода, и - статистические веса основного и возбужденного состояний. В нашем случае для большой отстройки пробного лазера >> Г время пленения излучения можно оценить путем замены L на LabS в выше приведенной формуле (2)
т = Tr[a2/2)(52/5i)(Trr)-1LabsW]1/2. (3)
Это соотношение можно интерпретировать как возбуждение атомов в крыле линии поглощения с последующим многократным пере-излучением фотонов в центре поглощения линии. Такое предположение становится понятным при учете спектрального перераспределения возбуждения атомов из-за диполь-дипольных взаимодействий. Спектральная зависимость длины поглощения имеет следующий вид [11]:
Labs ~ [Г2+^2]Г-2. (4)
С увеличением отстройки излучения длина поглощения этого излучения возрастает. Выражение (3) при выполнении условия >> Г можно переписать в виде простой линейной зависимости:
т ~ Л(Лш/Г). (5)
Коэффициент А определяется параметрами газовой среды. В нашем эксперименте формула (5) качественно описывает линейный рост времени релаксации т в диапазоне отстроек 4 < <55 от 3 мкс до 15 мкс (рис. 3). В
результате подгонки получено значение А = 0.32(0.02) мкс для нашего эксперимента. При 4^/Г > 60 значение т выходит на плато (т « 17 мкс). Очевидно, что при очень большой отстройке, когда среда будет становиться прозрачной для излучения накачки, время жизни возбуждения будет уменьшаться. Следует обратить внимание, что значительное увеличение времени релаксации возбуждения атомов из-за пленения излучения может быть полезно для некоторых применений в нелинейной оптике. Например, большое время релаксации позволяет значительно увеличить уровень оптического насыщения газа и число возбужденных атомов. Коэффициент увеличения времени излучательной релаксации д в диапазоне 4 < 4^/Г < 55 линейно зависит от отстройки лазерного излучения
Возможность получения значительного оптического насыщения помогла экспериментально исследовать особенности диполь-дипольных взаимодействий в возбужденных атомных парах [10], [12]. Обнаружено и измерено уменьшение дипольного уширения резонансных переходов с ростом уровня возбуждения атомных паров. Эффект сужения спектральных линий в возбужденных газах следует учитывать при исследованиях взаимодействия интенсивного излучения с резонансными средами, включая плазму.
Заключение
В заключение отметим, что нами проведено исследование пленения излучения в оптически плотных парах металла при различной отстройке частоты возбуждающего излучения >> Г. В этом случае время жизни возбужденных атомов связано с длиной поглощения возбуждающего монохроматического излучения, которая аналогична оптической толщине слоя газа в [8]. С увеличением отстройки линейный рост времени релаксации возбуждения переходил в плоский участок. Возможно, что для теоретической модели переноса в очень плотных парах потребуется учитывать детальные уравнения состояния газовой среды. Для применений представляет интерес теоретическое и экспериментальное исследование влияния оптического насыщения на транспорт возбуждения атомов в резонансных средах.
Финансирование
Работа поддержана Программой фундаментальных исследований Президиума Российской академии наук "Исследование веществ в экстремальных состояниях" под руководством академика В. Е. Фортова.
Конфликт интересов
Не указан.
This work was supported by the Russian Academy of Sciences (basic research program "Condensed matter and plasma at high energy densities" headed by V. E. Fortov).
Conflict of Interest
None declared.
Список литературы / References
Список литературы на английском языке / References in English
