电磁感应透明课件

1、2020/9/29,1,电磁感应透明,一电磁感应透明的基本原理 二无反转激光 三无吸收折射率增强,2020/9/29,2,2020/9/29,3,2020/9/29,4,2020/9/29,5,2020/9/29,6,2020/9/29,7,通过量子干涉效应，能使不透明的介质变为透明， 使介质对探测光（尤其重要的是对弱探测光）的吸收几乎 为零，这就是通常所说的电磁诱导透明 （Electromagnetically Induced Transparency，简称EIT）。 Imamoglu 和Harris最早在理论上提出EIT，然后于 1991年在实验上观察到这一现象。此后人们意识到，当共 振吸收被消除时，非线性光学效应能得到增强，也能使探 测光的性质得到更好的利用。下面我们将具体讨论电磁诱 导透明如何产生的。,2020/9/29,8,一. EIT的基本原理,图1： 型三能级原子与两光场相互作用模型,2020/9/29,9,在旋波近似下，系统的哈密顿量为：,2020/9/29,10,定义态矢：,利用上述态矢的逆变换可把相互作用哈密顿改写为：,2020/9/29,11,由哈密顿的表达式看出

2、，只有态 与场作用，此态 被称为亮态（Bright state）。而与亮态 对应的态 没有参加作用。通过计算可以知道，态 为系统相互 作用哈密顿量的本征态，对应的本征值为零，我们称这 个态为暗态：,2020/9/29,12,当系统满足双光子共振条件,暗态是系统哈密顿量H的本征态：,当 取值达到平衡时，即 时，暗态 表达式中的两项对态 和暗态 之间偶极矩的贡 献是相等的，这时暗态表达式中的负号便会导致偶极矩 总振幅消失。暗态 也被叫作未耦合态 ，而 亮态保持了与电场的耦合，叫作耦合态 。,2020/9/29,13,图2：双光场近共振条件下，与图1等价的修饰态能级图,2020/9/29,14,从图2中可以看到，耦合场 和原子能级之间的衰减组 成了布居转移的两步通道。在耦合场作用下，能级 上 的布居经过能级 转移到能级 上。即布居被捕获在能 级 上。在这种情况下， 即使有光场的作用存在， 处于此能级上的原子也不再参与光的耦合作用，从而表现 出对光的无吸收现象。因此，我们把这种情况称为相干布 居捕获。,2020/9/29,15,当用一个强驱动场和一个弱探测场作用于介质，即,，由场 产生的量子干

3、涉效应是重要的。此时,暗态 ，亮态 ，即态 成为未 耦合态 ，当探测场作难用在跃迁 上 时，介质对其吸收为零，呈现出电磁诱导透明。,2020/9/29,16,下面我们利用几率幅的方法给出电磁诱导透明的相关结果。,图3：电磁诱导透明介质的三能级 型原子模型,2020/9/29,17,设能级 上的几率幅分别为,则系统的态矢 可表示为：,系统的哈密顿量为,2020/9/29,18,将态矢代入薛定谔方程,令 并引入衰减项后，可得到如下几率 幅运动方程,2020/9/29,19,假设大多数原子处于基态，即 ，得到稳态解,与二能级原子系统的吸收和色散求法一样，联立原子复偶极矩 表达式,2020/9/29,20,求得线性极化率的实部和虚部表达式分别为：,N为原子数密度， 为偶极矩元素， 为真空中介电常数。,2020/9/29,21,2020/9/29,22,图中A点为电磁诱导透明点，当失谐量 时，实部和虚部都为零，此时折射率为1而吸收为0，介质在强相干场 作用下呈现出完全透明，即电磁诱导透明。,2020/9/29,23,2020/9/29,24,2020/9/29,25,2020/9/29,26,电

4、磁诱导透明是由于原子相干对吸收的相消干涉所导致。 在上面描述的三能级 型系统中，两个低能级属于基态，从激发态到两基态的跃迁为电偶极跃迁。两个电偶极跃迁中，一个利用强相干场耦合作为耦合跃迁，另一个采用弱相干场探测作为探测跃迁。这样，在两个基态之间形成双向相干激发通道，从而导致吸收消失。,2020/9/29,27,二. 无反转激光,我们知道传统的产生激光的条件必须使原子的布 居反转，使得辐射大于吸收。由EIT中，我们可以看 到当原子处于两较低能级的叠加态时，会使介质的吸 收为0. 那么，当更多的原子布居处于较低能级时， 是否会产生激光呢？答案是肯定的，我们通过相干制 备原子就会实现无反转的激光。,2020/9/29,28,图3：仍然考虑 型原子，这里是共振的情况。,几率幅的运动方程由前面给出。我们假定原子最初处于两低能态，且这两能态之间存在一个固定相位。,（a1）,2020/9/29,29,那么几率幅可展开为：,当,上面的表达式变为：,（a2）,2020/9/29,30,当吸收为0时（ ），即相位满足,如果原子最初处于激发态,那么几率幅的解可以求得：,可以看到这正是产生相干布居捕获（暗态）

5、的条件，如果满足上述条件就可以实现无反转激光。,普通激光：,（a3）,2020/9/29,31,2020/9/29,32,由上式可以看到，这个辐射几率总是正的，而且是不依 赖于相位的，是在没有布居反转的情况下获得的。 所以，如果考虑的系统满足条件 那么在没有布居反转的情况下就可以实现净的增益。,辐射几率为：,（a1）,（a2）（a3）,2020/9/29,33,三. 无吸收的折射率增强,光学介质的折射率在接近共振时可以达到10或 100，但是在获得强折射率的同时往往伴随着有强的吸 收，从而破坏了它的实用性。然而，当介质呈现EIT效应 时，则通常的高折射率伴着高吸收的关系将被打破。这 由scully运用原子相干和量子干涉作用于1991年首先提 出。无吸收高折射率效应对基础物理和应用物理有着重 要的作用，例如激光离子加速器、光学显微镜、弱电物 理原子测试、测磁学等。,2020/9/29,34,图4：三能级原子与一个光场相互作用模型,2020/9/29,35,能级 和 是一对基态偶极子，外加一个频率为 的电场E，这个场同时耦合跃迁 和 假设初始原子制备在态 和 的相干叠加态上。 原子跃迁 和

6、 之间的线性极化率 可表示为：,上式表明，密度矩阵的非对角元素 和 决定了介 质的吸收和色散性质。,2020/9/29,36,系统的哈密顿为：,作以下代换：,2020/9/29,37,系统的哈密顿可写为：,将上式哈密顿代入主方程，可得到密度矩阵元的运动方程：,2020/9/29,38,，r表示注入原子速率。,2020/9/29,39,可求得 的表达式：,2020/9/29,40,可以看出，非对角元不仅与原子布居分布有关，而且还 与其它非对角元有关，这与二能级系统是不同的。正是 由于这些相干项的存在，使得我们有可能获得透明介质 的极大折射率。由前面的定义，介质的吸收和色散分别 为：,2020/9/29,41,（b1）,（b2）,2020/9/29,42,失谐量,假设,相位 定义为,其中， ，相位 依赖于初始原子相 干。,2020/9/29,43,（b1）,（b2）,从,，,可以看出，在色散 极大,时，吸收 有可能为0。通过调制频率 可以改 变 。但是 要满足关系式： 定义 ，令 建立偶极子 对 与 的相干，并考虑 这一合理情况。,2020/9/29,44,从图中可以明显地看到无吸收折射率增强点（A点），此系统在原子相干作用下，获得了透明介质的极大折射率。,参数：,

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