Linia D 2 rubidu - kaskada

Ostatnim przebadanym schematem poziomów energetycznych jest układ kaskady, widoczny na rysunku 5.10.

Podstawowymi cechami doświadczenia w tego typu układzie poziomów jest fakt, że wiązka sprzęgająca nie oddziałuje z żadnym z poziomów podstawowych w atomie. Wpły-wa to korzystnie na otrzymyWpły-wane widmo, ponieWpły-waż nie obserwujemy efektów popula-cyjnych związanych z pompowaniem optycznym. Możemy również swobodnie oświetlać wiązką sprzęgającą atomy spułapkowane w MOT lub ODT, nie obawiając się, że zo-staną podgrzane i wyrzucone z pułapki. Ponadto szerokość naturalna rezonansów EIT charakteryzowana jest przez czas życia wykreowanej koherencji pomiędzy stanami skraj-nymi i nie zależy od czasu życia stanu pośredniego. Decydujące znaczenie będzie miał w takim razie czas życia najwyższego stanu. W naszym przypadku stanem górnym jest 5D_3/2,5/2, (czas życia τ ≈ 240 ns), szerokość rezonansu wynosi więc około 600 kHz, co jest porównywalne z szerokością spektralną używanych laserów.

Rysunek 5.10: Układ poziomów ⁸⁵Rb wykorzystany w pomiarach EIT typu kaskadowego

W przeciwieństwie do doświadczeń przeprowadzanych w schemacie V oraz Λ pomiary EIT w rubidzie w schemacie kaskadowym (780 nm + 776 nm) w ciepłych atomach należy wykonywać w konfiguracji z wiązkami przeciwbieżnymi. Podobnie jak to było opisane wcześniej, dzięki zbliżonym wartościom długości fali, przy zastosowaniu wiązek przeciw-bieżnych atomy poruszające się z niezerową prędkością w kierunku propagacji wiązki, będą widziały jedną wiązkę laserową odstrojoną w kierunku niskich częstości o prawie tyle samo, co drugą w kierunku wysokich - w efekcie sumarycznie wiązki będą nadal dostrojone do rezonansu. Geometria przeciwbieżna nieco komplikuje konstrukcję ukła-du pomiarowego, ale pozwala na separację wiązek bez konieczności używania elementów polaryzacyjnych.

Do dyspozycji mamy dwa stany górne - 5D_3/2, oraz 5D_5/2, oddalone od siebie o około 90 GHz. Oba te poziomy mają bardzo bogatą, ale słabo rozszczepioną strukturę nadsubtelną co utrudnia analizę widm. Warunki te podyktowały wybór poziomu 5D_3/2 jako lepszego kandydata do pomiarów.

W celu uzyskania optymalnej jakości widm wykonano spektroskopię przy użyciu róż-nej mocy lasera próbkującego przy stałej mocy lasera sprzęgającego (wynoszącej 16 mW). Średnice wiązek były rzędu 2 mm. Przykładowe wyniki przedstawia rysunek 5.11. Jak można się było spodziewać, zwiększenie mocy wiązki próbkującej znacząco po-szerza widmo EIT. Widać jednak, że jeśli wiązka sprzęgająca zostanie odstrojona od rezonansu (na zbocze profilu dopplerowskiego, lub nawet poza niego), powoli zaczynają zanikać warunki EIT, natomiast nadal z dużym prawdopodobieństwem może następować absorpcja dwufotonowa (Two Photon Absorption - TPA), czyli równoczesna absorpcja

Rysunek 5.11: Spektroskopia EIT w układzie kaskadowym dla różnych mocy lasera prób-kującego. Czarna i czerwona krzywa odpowiadają prawej osi pionowej, pozostałe dwie krzywe - lewej. Skala pionowa oddaje rzeczywiste wartości pomiarowe dla widm EIT, widma absorpcyjne zostały sztucznie przesunięte w celu uwidocznienia ich struktury.

dwóch fotonów - po jednym z obu wiązek - w efekcie wzbudzając atom do poziomu 5D przez pośredni poziom wirtualny oddalony nawet o kilkaset MHz od konkretnych pod-poziomów 5P_3/2. Obserwujemy to jako zmniejszenie transmisji wiązki próbkującej. Przy równoczesnej absorpcji fotonów z obu wiązek sygnał jest prawie wolny od poszerzenia dopplerowskiego. Widać również, że wraz ze wzrostem mocy próbki nie obserwujemy wyraźnego poszerzenia profili absorpcyjnych, w przeciwieństwie do widm EIT.

W celu dokładniejszego przeanalizowania obserwowanych zjawisk wykonano serię po-miarów, przestrajając laser sprzęgający w zakresie ponad 2.5 GHz wokół częstości rezo-nansowej przejścia 5P_3/2 → 5D_3/2. Wyniki prezentuje rysunek 5.12.

Należy tu zwrócić uwagę na kilka interesujących faktów. Pierwszym i najwyraźniej-szym jest fakt, że przejście pomiędzy zjawiskiem rezonansowej absorpcji dwóch fotonów a zjawiskiem EIT jest płynne i obserwowane jako pojawienie się profilu o charakterze dyspersyjnym. Zjawisko to zostało opisane w pracach [69; 70], tutaj więc ograniczymy się do podsumowania, że EIT oraz TPA są zjawiskami naturalnymi dla układu kaska-dowego w ciepłych atomach, a przejście pomiędzy jednym a drugim reżimem zależy od wielu czynników, takich jak moc wiązki sprzęgającej, odstrojenie wiązek od rezonan-su, siła oscylatora danego przejścia, czy możliwość ucieczki atomów do innych stanów. Istotnym wnioskiem jest fakt, że obserwacja przejścia pomiędzy EIT a TPA daje nam pewność, że rzeczywiście mamy do czynienia z indukowaną przezroczystością ośrodka, a nie z rezonansowym transferem populacji do innych stanów.

Kolejnym ciekawym aspektem jest fakt, że gdy dla przejścia na linii pułapkującej pik EIT znajduje się w centrum profilu dopplerowskiego (niebieska krzywa), dla linii

Rysunek 5.12: Spektroskopia EIT w układzie kaskadowym z przestrajaniem lasera sprzę-gającego - wartość odstrojenia lasera sprzęsprzę-gającego wyrażona względem przejścia 5P_3/2 F’=3 → 5D_3/2F”=3 w ⁸⁷Rb. Przegląd ewolucji kształtu linii rezonansowych odpowiada fragmentom widm wskazanych strzałkami.

repompującej jest przesunięty o kilkaset MHz w kierunku wyższych częstości, przy czym to przesunięcie jest różne dla obu izotopów. Wyjaśnienie jest dość proste. Środek pro-filu absorpcyjnego linii pułapkujących znajduje się w pobliżu przejścia zamkniętego F

→ F’=n+1 (przy zastosowanym oznaczeniu n=3 dla 85Rb, n=2 dla ⁸⁷Rb). Jeśli stan F’=n+1 zostanie sprzężony rezonansowego ze stanem górnym F”, zaobserwujemy struk-turę EIT dokładnie w środku profilu dopplerowskiego. Kiedy jednak będziemy próbko-wali przejście repompujące ze stanu F=n-1, reguły wyboru nie pozwolą zaobserwować przejścia F=n-1 → F’=n+1, a co najwyżej F=n-1 → F’=n. W związku z tym, aby wy-tworzyć koherencję w ośrodku, laser sprzęgający musi sprząc stan F’=n, a nie F’=n+1. Aby struktura EIT znalazła się w centrum profilu dopplerowskiego, musimy przestroić częstość lasera sprzęgającego o odległość pomiędzy stanami F’=n oraz F’=n+1. Ta odle-głość odpowiada właśnie omawianemu przesunięciu widma EIT względem środka profilu absorpcyjnego.

Kolejną wartą odnotowania obserwacją jest fakt, że dla linii repompujących pomimo niemal rezonansowego wzbudzenia, nie obserwujemy zjawiska EIT, przez całą szerokość profilu dopplerowskiego mamy do czynienia z absorpcją dwóch fotonów. Również to zja-wisko zostało opisane w pracy [69]. Okazuje się, że fundamentalne znaczenie ma fakt, czy przejście jest przejściem zamkniętym, czy też populacja może wyciekać do innego stanu. Zjawisko dwufotonowej koherencji pomiędzy skrajnymi stanami trójpoziomowego atomu może zarówno generować pojawienie się zmniejszenia absorpcji w postaci EIT, jak i również zwiększenia absorpcji w postaci TPA. Kiedy przejście próbkujące jest przej-ściem zamkniętym, mamy do czynienia ze zjawiskiem EIT. Kiedy jednak próbkowane jest przejście otwarte z możliwością wycieku populacji do innego stanu, obserwujemy zjawi-sko TPA. Okazuje się, że TPA może się przerodzić w EIT, jeśli zostanie zwiększona moc wiązki sprzęgającej. Pozwala to wnioskować wprost, że przejście pomiędzy tymi dwoma zjawiskami wynika ze stosunku mocy wiązki sprzęgającej Ω_C do czasu życia kreowanej koherencji γ₃₁, co zostało już wspomniane w rozdziale 3.2.