Исследование эволюции эллиптически поляризованных лазерных импульсов при нестационарном двойном резонансе на вырожденных квантовых переходах численными методами

• Автор: Дружинина, Надежда Александровна
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Саратов
• Количество страниц: 169 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
Глава
УРАВНЕНИЯ ДВОЙНОГО РЕЗОНАНСА НА ВЫРОЖДЕННЫХ Л = 0<Н»Л = ЮЛ = 2 КВАНТОВЫХ ПЕРЕХОДАХ
Введение
1.1. Квантовые объекты и спектрально неоднородная среда
1.2. Электрическое поле и оператор взаимодействия 2В
1.3. Уравнения эволюции состояния трёхуровневого атома
1.4. Макроскопическая поляризация среды
1.5. Уравнения эволюции лазерных импульсов
1.6. Безразмерная форма основной системы уравнений
1.7. Параметры эллипса поляризации
1.8. Однофотонный резонанс на Л = 0 <-» Л = 1 квантовом переходе
1.9. Однофотонный резонанс в поле поляризованного по кругу излучения
1.10. Эллиптически поляризованные 2тс-импульсы
1.11 .Краевая задача для уравнений двойного резонанса и метод её численного решения
Заключение
Примечание
Г лава
ДВУХФОТОННЫЙ РЕЗОНАНС ПРИ СЛАБОМ ВХОДНОМ НИЗКОЧАСТОТНОМ ИЗЛУЧЕНИИ
2.1. Постановка краевой задачи
2.2. Сверхслабое входное излучение

2.3. Причина изменения поляризации НЧ поля
2.4. Слабое входное излучение
2.5. Границы влияния СИП на эволюцию НЧ излучения
Заключение
Примечание
Глава
ДВУХФОТОННЫЙ РЕЗОНАНС В УСЛОВИЯХ ЭЛЕКТРОМАГНИТНО-ИНДУЦИРОВАННОЙ ПРОЗРАЧНОСТИ
3.1. Равные энергии входных импульсов
3.2. Двойной адиабатон: 0.8л: входной ВЧ импульс
3.3. Адиабатическое следование
3.4. Двойной адиабатон: 2.5л входной ВЧ импульс
3.5. Двойной адиабатон: 4.0л входной ВЧ импульс
3.6. Двойной адиабатон: 7.0л ВЧ импульс
Заключение
Примечание
Г лава
ИМПУЛЬСЫ НУЛЕВОЙ ПЛОЩАДИ И ОПТИЧЕСКИЕ БРИЗЕРЫ ПРИ ОДНОФОТОННОМ РЕЗОНАНСЕ
4.1. Общие замечания про Ол-импульсы
4.2. Постановка краевой задачи
4.3. Описание оптического бризера
4.4. Представление результатов расчета
4.5. 0л-бризер при точном резонансе
4.6. 0л-импульс в квазирезонансном случае

4.7. Ол-бризер в рубине
Заключение
Примечание
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 15
ствуют и амплитуды вероятности с6, с8 их заселения остаются равными нулю во все моменты времени.
1.4. Макроскопическая поляризация среды
Электрическое поле (1.8) поперечно, а рассматриваемая резонансная среда является изотропной. Поэтому поляризация, наводимая полем (1.8) в каждом атоме также является поперечной. Обозначим через р усредненное с помощью волновой функции (1.16) значение электродипольного момента, наведенного полем в одном атоме:
р = (^|П.|^}е++(^|я|^)е_, (1.22)
где Р - волновая функция атома, находящегося под действием лазерных полей. Учитывая способ определения (1.22) вектора р, его следует назвать квантово-механическим средним значением электродипольного момента атома. Используя разложение (1.16) находим:

«д-МП
«чК*й)+ 2УМ' |нфР(й-й)

сМ+ І^скФк ехр(-г?і)+ Т,скФк ехрнх^-^)]

(1.23)
Учитывая, что
и используя значения (1.15) отличных от нуля матричных элементов оператора D_ получаем из (1.23):
D_ |ÿ) = (і/л/з) Дс,*с4 ехр(-/£, ) - (і//з ) с2*с, exp(z£) + (і/Щ с2* с7 +(У /То)сз*с8 + [і/л/5 jc4*c9 + Д ехр(А) -- (і/л/5)с5*с2 + (і/л/ї0)с6*с3 + (і/л/з0)с7*с4 А ехр(-А).

(1.24)
Учитывая свойство сферических компонент оператора электродипольного момента [68] :