XII. Zpomalené a zastavené světlo

Prezentace na téma: "XII. Zpomalené a zastavené světlo"— Transkript prezentace:

1 XII. Zpomalené a zastavené světlo
F4110 Kvantová fyzika atomárních soustav letní semestr XII. Zpomalené a zastavené světlo KOTLÁŘSKÁ 6. KVĚTNA 2009

2 Úvodem

3 historicky první, ale naprosto typický výsledek experimentu
1999 historicky první, ale naprosto typický výsledek experimentu

4 1999 sodíková D-čára

5 1999 obálka pulsu na vstupu sodíková D-čára

6 obálka pulsu na výstupu
1999 obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu 7.05 s sodíková D-čára

7 obálka pulsu na výstupu
1999 obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu sodíková D-čára

8 obálka pulsu na výstupu
1999 BEC ??? obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu sodíková D-čára

9 Vývoj 1999 – 2004 atomová pára T 0 zpomalení 1999 2000 2001 2002 2003

10 Vývoj 1999 – 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T.
2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T. zpomalení

11 Vývoj 1999 – 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T.
2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T. zpomalení zastavení zastavení

12 Vývoj 1999 – 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T.
2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T. zpomalení zastavení zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & zastavení krystal s def. T R.T. zpomalení

13 nové principy (makro-skopické
Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T. zpomalení zastavení zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & zastavení krystal s def. T R.T. zpomalení nové principy (makro-skopické jevy) pomalé světlo a BEC A P L I K A C E ???

14 nové principy (makro-skopické
Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 zpomalení "PLYN" TÉMĚŘ NEZÁVISLÝCH ATOMŮ V KOHERENTNÍ INTERAKCI SE SVĚTLEM atomová pára T R.T. zpomalení zastavení zastavení dnes nediskutujeme krystal s def. T 5 K zpomalení & zastavení krystal s def. T R.T. zpomalení nové principy (makro-skopické jevy) pomalé světlo a BEC A P L I K A C E ???

15 Zpomalené a zastavené světlo v řídkých atomárních soustavách
... dnešní téma Makroskopický popis zpomalení i úplné zastavení světla ... malá grupová rychlost podmínka: vysoká disperse a malá absorpce kolem nosné frekvence pulsu Možnosti: na základě jevů kvantové koherence světla a hmotné soustavy Elektromagneticky Indukovaná Transparence -- EIT ... navrhováno dávno v teoretické kvantové optice – 1969 koherentní oscilace obsazení hladin ... teoreticky objeveno a zkoumáno od r. 1981 Realisace: počínajíc rokem 1999, stále v rozvoji DVA PILÍŘE v experimentální oblasti v teoretické oblasti laserová spektroskopie vysokého rozlišení kvantová optika volba, příprava a ovládání atomárních systémů atomová fysika

16 AKT I. ZPOMALENÉ SVĚTLO pohled makroskopické fysiky
pohled kvantové optiky pohled atomové fysiky a konkrétní experimenty

17 Pohled makroskopické fysiky
puls jako vlnové klubko v dispergujícím prostředí výrazy pro grupovou rychlost makroskopická elektrodynamika hmotných prostředí Maxwellovy rovnice, materiálový vztah, elmg. vlny komplexní index lomu, Kramers-Kronigovy relace podmínky pro zpomalení a zastavení světla

18 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí
rovinná monochromatická vlna fázová rychlost vlny o frekvenci  index lomu (Moivre ). f á z e

19 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí
rovinná monochromatická vlna fázová rychlost vlny o frekvenci  index lomu (Moivre ). bezdispersní prostředí f á z e

20 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci   vlnové klubko lineární superposice rovinných vln fáze do lineární aproximace podle                    

21 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci   vlnové klubko lineární superposice rovinných vln fáze do lineární aproximace podle                     grupový index lomu

22 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci   vlnové klubko nosná vlna             obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost index lomu grupový index lomu       n  4                      ??????

23 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II.
puls o nosné frekvenci   vlnové klubko nosná vlna                obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost index lomu grupový index lomu       n  4                      ?????? rozhodující je disperse indexu lomu

24 Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí III.
v bezdispersním prostředí se fáze a obálka pulsu pohybují společně, vf = vg v dispersivním prostředí fáze předbíhá obálku pulsu nízké frekvence -- vysoké, vf > vg čas t  čas t  souřadnice x  souřadnice x 

25 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný

26 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný dynamické rovnice okrajové podmínky

27 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný dynamické rovnice posunutí vakua polní komponenta okrajové podmínky induk. polarisace hmotná komponenta

28 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný dynamické rovnice posunutí vakua polní komponenta okrajové podmínky induk. polarisace hmotná komponenta

29 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet nutný dynamické rovnice posunutí vakua polní komponenta okrajové podmínky induk. polarisace hmotná komponenta t

30 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ dynamické rovnice posunutí vakua polní komponenta okrajové podmínky induk. polarisace hmotná komponenta

31 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet dynamické rovnice posunutí vakua polní komponenta okrajové podmínky induk. polarisace hmotná komponenta

32 Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí
Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce)↑ -- mikroskopický výpočet dynamické rovnice posunutí vakua polní komponenta okrajové podmínky induk. polarisace hmotná komponenta FYSIKA

33 Materiálový vztah a komplexní index lomu N
dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r.  podmínka řešitelnosti komplexní index lomu

34 Materiálový vztah a komplexní index lomu N
dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r.  podmínka řešitelnosti komplexní index lomu komplexní permitivita

35 Materiálový vztah a komplexní index lomu N
dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r.  podmínka řešitelnosti komplexní index lomu komplexní permitivita Maxwellův vztah

36 Kramers-Kronigova relace
(útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace                                                      dvě reálná funkce jedna

37 Kramers-Kronigova relace
(útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace  „Bez absorpce není disperse“                                                   

38 Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k
(útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace  „Bez absorpce není disperse“                                                    ale     jádro integrálu je                                                     silně singulární pro  = 

39 Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k
(útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + iextinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé K-K relace je integrální transformace  „Bez absorpce není disperse“                                                    ale     jádro integrálu je                                                     silně singulární pro  =  lokální vztahy k() maximum minimum vzestup pokles n() pokles vzestup maximum minimum

40 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Dvě Lorentzovy linie Výchozí model:  = 5, p = .9 ,  = 0,5

41 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Dvě Lorentzovy linie + Výchozí model:  = 5, p = .9 ,  = 0,5 modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální

42 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Dvě Lorentzovy linie + - Výchozí model:  = 5, p = .9 ,  = 0,5 modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu

43 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Dvě Lorentzovy linie + - Výchozí model:  = 5, p = .9 ,  = 0,5 modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k

44 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Dvě Lorentzovy linie + - Výchozí model:  = 5, p = .9 ,  = 0,5 modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký (  dostatečně dlouhý) ... zpomalený netlumený

45 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Dvě Lorentzovy linie + - Výchozí model:  = 5, p = .9 ,  = 0,5 modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký (  dostatečně dlouhý) ... zpomalený netlumený kde hledat ??? aktivní prostředí buzené pomocným laserem

46 K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model
Dvě Lorentzovy linie + - Výchozí model:  = 5, p = .9 ,  = 0,5 HLUBŠÍ VÝZNAM koherentní procesy v aktivním (otevřeném) prostředí modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální červená – úzká "anti-absorpce" ... okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu lokální vztahy mezi n a k puls - naladěný na okno - spektrálně úzký (  dostatečně dlouhý) ... zpomalený netlumený kde hledat ??? aktivní prostředí buzené pomocným laserem

47 Pohled kvantové optiky
zředěný oblak dvouhladinových "atomů" atomová polarisovatelnost, komplexní index lomu zředěný oblak tříhladinových "atomů" (-systém) kvantové provázání hladin, temné stavy, EIT a dál výsledný komplexní index lomu reálné podmínky pro zpomalení a zastavení světla

48 Optická odezva dvouhladinového atomu
  P

49 Optická odezva dvouhladinového atomu
  P základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života)

50 Optická odezva dvouhladinového atomu
  P rozladění resonanční frekvence P ... "probe", měřicí sonda proměnná frekvence P- laseru základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života)

51 Optická odezva dvouhladinového atomu
kvantová Lorentzova resonance atomová susceptibilita:   P rozladění resonanční frekvence P ... "probe", měřicí sonda proměnná frekvence P- laseru oscilátorová mohutnost šířka optické linie základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života) Bohrova resonanční podmínka

52 Optická odezva dvouhladinového atomu
  P

53 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
- systém atomových hladin 1 ... základní obsazený stav 2 ... nižší ze dvou excitovaných stavů prázdný, přechod 1  2 zakázaný 3 ... vyšší excit. stav, konečná šířka přechody 1  3, 2  3 dovolené naladěná frekvence Probe laseru naladěná frekvence Coupling laseru C   P P C

54 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
- systém atomových hladin 1 ... základní obsazený stav 2 ... nižší ze dvou excitovaných stavů prázdný, přechod 1  2 zakázaný 3 ... vyšší excit. stav, konečná šířka přechody 1  3, 2  3 dovolené naladěná frekvence Probe laseru naladěná frekvence Coupling laseru Velmi produktivní systém v kvantové optice Zde jen EIT Elektromagneticky Indukovaná Transparence C   P P C

55 Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
Elektromagneticky Indukovaná Transparence C-laser naladěný přesně na intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2,3  C C  P

56 Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
Elektromagneticky Indukovaná Transparence C-laser naladěný přesně na intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2,3  C C  P V přítomnosti elektrického pole laseru jsou stavy dvouhladinového podsystému 2,3 nestacionární:

57 Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
Elektromagneticky Indukovaná Transparence C-laser naladěný přesně na intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2,3  C C  P V přítomnosti elektrického pole laseru jsou stavy dvouhladinového podsystému 2,3 nestacionární: Záleží na intensitě C laseru

58 Vložka: Co jsou Rabiho oscilace
Elektromagneticky Indukovaná Transparence C-laser naladěný přesně na intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2,3  C C  P V přítomnosti elektrického pole laseru jsou stavy dvouhladinového podsystému 2,3 nestacionární: Záleží na intensitě C laseru Přelévání s Rabiho frekvencí

59 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná Transparence C-laser naladěný přesně na intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2,3 P-laser naladěný přesně na nevybudí optické přechody 1  3. temné stavy EIT ... P svazek prochází 3. Při rozladění pravděpodobnost přechodu strmě roste úzké okno průzračnosti  velká positivní disperse indexu lomu C   P C P = - P 0

60 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná Transparence atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku C   P = - P

61 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná Transparence atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku C   P = - P návrat k dvouhladině

62 Optická odezva tříhladinového atomu: EIT
Elektromagneticky Indukovaná Transparence atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku C   P = - P

63 Optické konstanty prostředí při EIT
zředěný plyn ... malá hustota částic  relativní permitivita podmínka komplexní index lomu C laser odpojen ("dvouhladina") C laser zapojen EIT grupová rychlost

64 Optické konstanty prostředí při EIT
zředěný plyn ... malá hustota částic  relativní permitivita podmínka komplexní index lomu C laser odpojen ("dvouhladina") C laser zapojen EIT grupová rychlost

65 Pohled atomové fysiky a experimenty
páry atomů alkalických kovů za nízkých teplot výběr -systému pro grupovou rychlost páry atomů alkalických kovů za pokojových teplot potlačení Dopplerova jevu ionty vzácných zemin využití jevu "spectral hole burning" ionty přechodových kovů (chrom v rubínu) koherentní oscilace obsazení hladin

66 EIT – objev a první pokusy
teoretická práce – S.E. Harris 1969 experiment – S.E. Harris 1991 poprvé v parách alk. kovu shoda s teorií snížení absorpce 200 milion krát

67 čtyři výchozí práce

68 1999 sodíková D-čára

69 Pomalé světlo ve studených parách sodíku

70 Elektronové konfigurace centrálního atomu
rubidium 1 valenční el. konfigurace s1 sodík

71 Jednoelektronové hladiny v alkalických atomech

72 Grotrianovo schema pro sodík

73

74

75

76 Pomalé světlo v horkých parách rubidia
Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí při nízkých teplotách tento problém nevzniká

77 Pomalé světlo v horkých parách rubidia
Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí při nízkých teplotách tento problém nevzniká nehomogenní rozšíření spektrálních čar

78 Pomalé světlo v horkých parách rubidia
Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí řešení Dopplerův posuv stejný pro oba svazky při společném působení se posuvy kompensují

79 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
hyperjemná rozštěpení řádu MHz při optických frekvencích řádu 1015 Hz problém: nehomogenní šířka řádu GHz

80 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
hyperjemná rozštěpení řádu MHz při optických frekvencích řádu 1015 Hz problém: nehomogenní šířka řádu GHz

81 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
SPECTRAL HOLE BURNING

82 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT

83 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT

84 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
Vytvoření EIT v Pr:YSO technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT

85 Zpomalené světlo v krystalech Pr:YSO
výsledky srovnatelné se zředěnými atomovými parami

86 Zpomalené světlo v rubínu
rubín – Cr:Al2O3 při pokojové teplotě koherentní oscilace obsazení jednoduché zařízení

87 Zpomalené světlo v rubínu
výsledky srovnatelné se zředěnými atomovými parami jsou však dosud ve vývoji

88 AKT II. ZASTAVENÉ SVĚTLO

89 Jak se dá zastavit světlo ???
Tyto úvahy navázaly na zpomalení světla, byly však mnohem hlubší Zpomalený puls se prostorově smrští v poměru Příklad: puls trvá dobu je dlouhý ve vakuu při 30 m/s měří jen 2 s m m Může se celý vejít do EIT aktivního prostředí a dlouho tam pobýt Během této doby je možno jeho rychlost řídit regulací výkonu C-laseru, dá se i "zastavit" Otázka: je možná jeho rekuperace a opětné rozběhnutí? To by dávalo možnost nejenom zpožďování, ale i ukládání světelného pulsu do paměti Od statického k dynamickému EIT

90 Jak se dá zastavit světlo ???
disperse extinkce frekvence  intensita C-laseru

91 Jak se dá zastavit světlo ???
disperse extinkce frekvence  intensita C-laseru

92 Jak se dá zastavit světlo ???
disperse extinkce frekvence  intensita C-laseru # necháme puls celý vstoupit do látky # vypínáním C-laseru snižujeme grupovou rychlost až k nule # co se však stane po opětovném zapnutí ???

93 2001 Harvard opět první

94 Zastavené světlo v chladných parách sodíku

95 Zastavené světlo v chladných parách sodíku
C laser IN OUT

96 tři publikované práce

97 tři publikované práce

98 Zastavené světlo v horkých parách rubidia

99 Zastavené světlo v horkých parách rubidia
INTERFERMETRICKY PROKÁZANÁ KOHERENCE

100 Zastavené světlo v krystalech Pr:YSO

101 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou EIT Možné stavy atomů |1 + P - světlo  |2 - hmotná excitace (stav |3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí)

102 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou EIT Možné stavy atomů |1 + P - světlo  |2 - hmotná excitace (stav |3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) RAMAN

103 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou EIT Možné stavy atomů |1 + P - světlo  |2 - hmotná excitace (stav |3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) P – světlo propojí koherentně všechny excit. |2 atomy ... TEMNÝ POLARITON |2 1| ... "spin", spinová koherence jako kolektivní excitace v adiabatickém (pomalém) režimu P – světlo  spinová koherence RAMAN

104 Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ???
Výsledek teorie Při vypínání C laseru zároveň grupová rychlost klesá k nule hmotná excitace tvoří 100% temného polaritonu Zastavena je tedy koherentní excitace atomového podsystému. Po opětném uvolnění se koherentně a vratně promění zpět na světlo

105 Výsledky modelového výpočtu
Vypnutí a znovuzapnutí C laseru P puls se zastaví a znovu rozjede Světelná komponenta je po dobu zastavení téměř nulová Stojící puls je tvořen téměř výlučně polarisací nesenou atomy

106 Výsledky modelového výpočtu
Vypnutí a znovuzapnutí C laseru P puls se zastaví a znovu rozjede Světelná komponenta je po dobu zastavení téměř nulová Stojící puls je tvořen téměř výlučně polarisací nesenou atomy Shoda s experimentem a jeho fysikální vysvětlení

107   A co bylo dál ? atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T.
1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 zpomalení atomová pára T R.T. zpomalení zastavení zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & zastavení krystal s def. T R.T. zpomalení pomalé světlo a BEC  

108 Pokrok s Pr:YSO  Lepším výběrem hladin a potlačením magn. fluktuací vnějším magn. polem dosáhli koherenční doby řádu 10 sec. Na nich pak po srovnatelnou dobu udrželi zastavené světlo

109 $500,000 MacArthur Foundation Fellowship
Pokrok s parami sodíku  Jak se dařilo Lene Hau? Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500,000 MacArthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) přilétá světelný puls

110 $500,000 MacArthur Foundation Fellowship
Pokrok s parami sodíku  Jak se dařilo Lene Hau? Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500,000 MacArthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) zastavuje se

111  Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau?
Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500,000 MacArthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) a proměňuje v hmotnou vlnu

112  Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau?
Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500,000 MacArthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) ta letí dál rychlostí m/s

113  Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau?
Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500,000 MacArthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) je zachycena druhým obláčkem

114  Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau?
Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500,000 MacArthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) proměňuje se zpátky na světlo

115 $500,000 MacArthur Foundation Fellowship
Pokrok s parami sodíku  Jak se dařilo Lene Hau? Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500,000 MacArthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) světelný puls zase odlétá

116 The end