Самоиндуцированная прозрачность ( СИП ) — явление прохождения когерентного (лазерного) импульса излучения через резонансную среду без поглощения.

История открытия

СИП ( англ. self-induced transparency ) была предсказана С. Мак-Коллом и Э. Ханом в 1965 году и впервые наблюдалась ими же два года спустя при исследовании прохождения ультракоротких импульсов (УКИ) в рубиновом стержне при 40 К . Когда мощность импульса превышала критическое значение, потери энергии при распространении уменьшались в 10 ⁵ раз .

СИП в полупроводниках предсказана в ФИАН СССР в работах Ю. М. Попова , И. А. Полуэктова и В. С. Ройтберга.

Механизм явления

Возникает, когда через резонансную среду проходит импульс когерентного (лазерного) электромагнитного излучения , длительность которого много меньше времён релаксации ${\displaystyle \tau _{p}\ll T_{1},T_{2}}$ , где ${\displaystyle T_{1}}$ — время жизни возбуждённого состояния атома среды (время продольной релаксации), ${\displaystyle T_{2}}$ — время релаксации поляризации (время поперечной релаксации, или время дефазировки), которое характеризует скорость затухания дипольного момента системы. Как правило, ${\displaystyle T_{2}\ll T_{1}}$ . Если напряжённость поля излучения достаточно велика, ансамбль резонансных атомов переходит в когерентное возбуждённое состояние под действием первой половины импульса (на фронте импульса), и когерентно релаксирует в основное состояние под действием второй половины импульса (на спаде импульса). Таким образом, излучение не поглощается.

Математическое описание явления самоиндуцированной прозрачности основано на решении самосогласованной системы уравнений Максвелла — Блоха: волновое уравнение Максвелла отвечает за распространение импульса света в резонансной двухуровневой среде, динамика которой определяется оптическими уравнениями Блоха (фактически они играют роль материальных уравнений). Используя приближения вращающейся волны и медленно меняющихся амплитуд, Мак-Колл и Хан получили аналитическое выражение для стационарного импульса ( солитона ), распространяющегося в резонансной среде без потерь энергии:

${\displaystyle E(z,t)={\frac {2\hbar }{\mu \tau _{p}}}\operatorname {sech} {\frac {\tau }{\tau _{p}}}}$ , (1)

где ${\displaystyle \mu }$ — дипольный момент перехода, ${\displaystyle \tau =t-z/v}$ — время в движущейся системе координат, ${\displaystyle \tau _{p}}$ — длительность импульса, ${\displaystyle \operatorname {sech} }$ — функция гиперболического секанса , ${\displaystyle \hbar }$ — постоянная Планка .

Важной характеристикой взаимодействия импульса со средой является его «площадь», равная по определению

${\displaystyle \theta (z)={\frac {\mu }{\hbar }}\int _{-\infty }^{\infty }E(z,t)dt}$ . (2)

Если площадь равна ${\displaystyle \theta =2\pi n}$ , это означает, что импульс возвращает после возбуждения резонансные атомы точно в нижнее (основное) состояние, так что вся энергия, запасённая в среде, возвращается обратно в поле излучения. Легко видеть, что стационарный импульс типа (1) имеет площадь ровно ${\displaystyle \theta =2\pi }$ , поэтому такие импульсы часто называют ${\displaystyle 2\pi }$ -импульсами.

Литература

• S. L. McCall, E. L. Hahn. // Physical Review Letters . — 1967. — Т. 18 . — С. 908—911 .
• S. L. McCall, E. L. Hahn. // Physical Review . — 1969. — Т. 183 . — С. 457—485 .
• П. Г. Крюков, В. С. Летохов . // УФН . — 1969. — Т. 99 . — С. 169—223 .
• G. L. Lamb, Jr. // Reviews of Modern Physics . — 1971. — Т. 43 . — С. 99—124 .
• И. А. Полуэктов , Ю. М. Попов , В. С. Ройтберг . // УФН . — 1974. — Т. 114 . — С. 97—131 .
• Л. Аллен, Дж. Эберли. Оптический резонанс и двухуровневые атомы. — М. : Мир, 1978.
• Драбович Н. Н. // Физическая энциклопедия . — М. : БРЭ, 1994. — Т. 4 . — С. 409—410 .
• Маймистов А. И. Оптические солитоны // Соросовский образовательный журнал . — 1999. — № 11 . — С. 101 .