Стоячая световая волна - универсальный метод исследования рассеяния и захвата атомов в пространственные структуры : Локальные эффекты в них и бинарных смесях

• Автор: Сурдутович, Григорий Иосифович
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Новосибирск
• Количество страниц: 301 с. : ил.

ПРЕДИСЛОВИЕ
ЧАСТЬ 1.
Двухуровневый атом в резонансном поле. Захват и охлаждение атомов
силами резонансного светового давления
Глава 1. Когерентное взаимодействие атомов с полем і %
§1.Введение
§2.Гамильтониан взаимодействия двухуровневого атома с полем
§ 3. Силы светового давления
3.1. Приближение заданного движения
3.2. Адиабатические состояния. Нерезонансный потенциал.
3.3. Диабатические состояния. Резонансный потенциал
§4. Переходы Ландау-Зинера.
4.1. Область вблизи точки перехода ЛЗ
4.2. Динамика переходов ЛЗ
4.3. Асимптотика решений
4.4.Время жизни атома в связанном состоянии
Выводы главы
Глава 2. Рассеяние атомов полем стоячей световой волны
§5. Классическая картина рассеяния
5.1. Случай малых Пг
5.2. Эффект насыщения в рассеянии
5.3.Импульсный и стационарный режимы рассеяния. Теория и эксперимент Выводы §5.
§6. Лазер, основанный на эффекте отдачи

Выводы
§7. Дисперсия атома в поле стоячей волны
Выводы. §7.
§8. Квантовая картина рассеяния. Дифракция атомов.
8.1. Дифракция «когерентного» атомного пучка
8.2. . Сравнение теории с экспериментом в стационарном режиме.
8.3 Брэгговское рассеяние.при больших временах взаимодействия
8.4. Бипотенциальное рассеяние
Выводы §8.
Выводы главы 2.
Глава 3. Влияние спонтанного излучения на флуктуации светового давления.
Силы Казанцева
§9. Основные уравнения и силы светового давления. Силы Казанцева
9.1. Квазиклассическое приближение
9.2. Приближение заданной скорости
9.3. Сила светового давления и явление гистерезиса. Силы Казанцева
9.4. Сила светового давления в стоячей волне
9.5. Случай больших отстроек от резонанса
9.6. Физическая интерпретация градиентной силы
9.7. Сильное поле. Квазистационарное приближение
9.8. Переходы ЛЗ в квазиклассическом приближении
§10. Охлаждение и группировка атомов по скоростям в световом поле
10.1. Охлаждение полями слабой и сильной стоячих волн
10.2. Группировка атомов в пространстве скоростей
10.3. Быстрая группировка
10.4. Медленная группировка
Выводы §10.

Глава 4. Кинетика атомов в световых полях.
§11. Кинетическое уравнение Фоккера-Планка.

11.1. Бегущая волна
11.2. Влияние светового давления на нелинейную восприимчивость атомов.
11.3. Экспериментальная реализация
11.4. Кинетическое уравнение для медленных атомов в поле стоячей волны.
11.5. Вывод кинетического уравнения
§12. Охлаждение и локализация атомов в сильной стоячей световой волне
12.1. Одномерная решетка охлажденных атомов и эффект каналирования
12.2. Эксперименты в режимах рассеяния силой Казанцева и режиме каналирования
12.3. Трехмерная решетка охлажденных атомов
12.4. Вязкий конфайнмент в насыщенном поле
Выводы §12.
§13. Дифракция, диффузия и потенциальное рассеяние атомов стоячей световой волной
13.1. Исходные уравнения
13.2. Пространственная корреляция спонтанных и вынужденных переходов
13.3. Дифракционное рассеяние
13.4. Некогерентное рассеяние
Выводы §11.
Выводы §13.
§14. Самолокализация холодных атомов в световом поле.

Выводы §14.
Выводы главы 4.
Глава 5. Пространственные структуры холодных атомов в магнито-оптических

Временная форма сигнала 3} определяется главным образом максвелловским распределением атомов по продольным скоростям (фактор (р(хх) в формуле (5.12)). При фиксированной задержке времени Т детектор фиксирует рассеяние атомов с определенной продольной скоростью у = Ш. Таким способом полученные результаты соответствуют измерениям с монокинетическим пучком.
В силу закона сохранения числа рассеянных частиц имеем очевидное соотношение
3](хі)сІх = 0 (5.13)
Эффективность рассеяния можно характеризовать с помощью параметра
£ = уо 1о/ь (5.14)
где г0 = р0/т есть максимальная скорость рассеянных частиц (см. формулу (5.6)), Ь -толщина атомного пучка. В слабом поле, когда £ «1, только малая доля атомов покидает атомный пучок, так что
<р{хг0) = ?Ъ2?^-, £«1 (5.15)

Вторая производная от стационарного потока ]{х) возникает вследствие симметрии диаграммы рассеяния Щр).
При £, »1 большая часть атомов смещается на расстояние, большее по сравнению с Ъ. При рассеянии атомы уходят из центральной части пучка, поэтому сигнал отрицателен в центре и положителен на краях пучка и вне его (в центральной области уменьшение числа атомов частично компенсируется приходом в эту область из необлученных частей пучка вследствие максвелловского распределения по скоростям):
*9 ~