MECHANICAL ACTION МЕХАНІЧНА ВПЛИВ OF LASER RADIATION ЛАЗЕРНОГО ВИПРОМІНЮВАННЯ ON ATOMS НА АТОМИ A. M. SHALAGIN.
Fundamental aspects of, · "‰ ‡,, laser influence on free atom motion is presented.
This action is based on spontaneous and stimuВ дослідженнях впливу випромінювання на мікlated radiation pressure.
рочастіци речовини перш за все звертають увагу на електромагнітний характер впливу, Special attention is paid приводить, зокрема, і до передачі енергії ізto the processes of cooлученія у внутрішні ступені свободи мікрочасling and spatial localizaтіц. Крім цього існує, однак, і пряме механічне вплив, яке зазвичай счітаtion of atoms.
ється слабким, але в певних умовах і воно здатне проявитися досить яскраво.
, На початку століття відомий російський вчений П.М. Лебедєв довів, що випромінювання не тільки про, ‰, fl ‡ ладает енергією, але і несе з собою імпульс, кото "fl ‡ рий воно здатне передавати речовини (ефект ‰,, · ‰ світлового тиску). П.Н. Лебедєв прекрасно продемонстрував цей факт в унікальних експери ‡,, "‡, · ‡ ментів на прикладі оптичного випромінювання.
‡, Відколи була відкрита квантова природа ‰,, випромінювання, стало ясно, що квант випромінювання (фотон) ‰ ‡,. ·, - володіє енергією і імпульсом k, де - частота (кругова) випромінювання, k - хвильовий вектор, - ‡ ‰ постійна Планка. Величина хвильового вектора ‡ ‡ ‰ fl пов'язана з довжиною хвилі випромінювання співвідношенням ‡, ‡ - k = 2 /. При поглинанні фотона часткою речовини останньої передається імпульс k. У разі опти ‡ ‡, "‡‡.
чеський або більш довгохвильовій області спектра величина імпульсу фотона дуже мала в порівнянні з характерним значенням імпульсу, яким зазвичай володіє частка речовини, хоча б внаслідок її теплового руху. Наприклад, якщо в якості частки речовини виступає атом маси M зі швидкістю теплового руху = 2kБT MT (Кб - постійна Больцмана, T - температура), то ставлення імпульсу фотона до імпульсу такого атома є k- = --------- --------------------.
ществовать в колишні часи (в долазерную Розглянемо насамперед випадок біжить моноепоху), не могли забезпечити яскравого прояву ефекту, а для його спостереження потрібно високе хроматичної хвилі випромінювання. Приймемо следуюексперіментальное мистецтво. Існують, прав-щие початкові умови: атом знаходиться в основному так, специфічні умови, які реалізуються в косми- стані, а частота випромінювання близька (в системі чеських теренах в околицях зірок. Тут атоми координат, пов'язаної з атомом) до частоти Кван молекули речовини можуть перебувати у вільному тового переходу в атомі. Механічна дія стані (без зіткнень один з одним) ісклюізлученія на атом в даній ситуації розвивається чительно довгий час, та й саме випромінювання тут за наступним сценарієм. Атом поглинає квант досить інтенсивне. У ряді випадків інтенсівізлученія і як наслідок сприймає квант ність випромінювання зірки досить висока для тоімпульса k. При цьому атом виявляється в возбужго, щоб сила світлового тиску подолала силу денном стані 1. Акт поглинання фотона програвітаціонного тяжіння. Тоді відбувається наісходіт тим швидше, чим вище інтенсивність ізкопленіе часткою імпульсу, спрямованого від лучения. Подальша доля атома реалізується зірки, і вона з прискоренням залишає околиця альтернативно по одному з двох шляхів (рис. 1):
зірки. Це добре відомий і часто наблюдаеатом випускає або точно такий же фотон, що і мий ефект зоряного вітру.
ром випадку відбувається процес мимовільного (спонтанного) випускання, ймовірність которо.
го ніяк не залежить від інтенсивності зовнішнього випромінювання (зокрема, тому різновірогідні всі напрямки спонтанно випущених фотонів).
Різко посилити ефект світлового тиску позПосле випускання фотона (як спонтанно, так і воліло одне з унікальних властивостей лазерного ізлуіндуцірованно) атом знову виявляється в основченія - можливість зосереджувати його енергію ном енергетичному стані. На цьому завершується вузької спектральної області і налаштувати цю обітницю одиничний цикл, який потім буде повтоласть в резонанс з квантовим переходом всередині ряться знову і знову.
атома (резонансне світлове тиск). Величина цієї енергії на кілька порядків вища за ту, яка могла бути досягнута за допомогою резонансних спектральних джерел, використаних в а експериментах П.М. Лебедєва і більш пізніх експериментах С.Е. Фріша. Щоб ефект світлового тиску міг накопичуватися, використовують камери з високим вакуумом. Атоми досліджуваного елемента б або знаходяться в малій кількості в цих камерах в звичайних (рівноважних) умовах, або поставляються туди (инжектируются) у вигляді атомного пучка при постійно діючої вакуумної відкачування. У будь-якому випадку забезпечуються умови, при яких атом може пролетіти відстань близько метра з теплової швидкістю без зіткнень з другіРіс. 1. Ілюстрація до процесів вимушеного ми атомами. Частота випромінювання налаштовується в (а) і спонтанного (б) випускання. У другому слурезонанс з квантовим переходом атома з основночае ілюстрацію треба розуміти не як іспускаго енергетичного стану (позначимо це соніе багатьох дрібних фотонів, а як випускання одстояніе індексом 0) на початку порушену состоя- ного, але равновероятно у всіх напрямках. Відзначимо принципова відмінність процесів ном стані внаслідок вимушених переховинужденного і спонтанного випускання фотона з дов. Примітний той факт, що ці умови легко точки зору передачі імпульсу з боку ізлу- здійснити за рахунок фокусування випромінювання з почен атому. Якщо цикл реалізувався по каналу по- міццю навіть поганенького (потужністю в кілька глощеніе - вимушене випускання, то імпульс милливатт) лазера, якщо частота випромінювання налаштована атома цілком відновився, оскільки як перед в резонанс з квантовим переходом в атомі. Сущестначалом, так і в кінці циклу маємо в наявності фо- вующие зараз лазери, які використовуються для подібного тон з одним і тим же імпульсом k. Таким чином, типу завдань, здатні забезпечувати істотно за рахунок процесу вимушеного випускання атом не більшу потужність в безперервному режимі (неполучается систематичного збільшення імпульсу. Скільки ват і більше).
Максимум, що може передати випромінювання атома в Отже, максимально можлива сила спонтанного даному випадку, - це імпульс k в середньому по вресветового тиску створює максимальне прискорення мени: при досить великої інтенсивності ізk лучения атом половину часу проводить в возбужamax = ------ ---.
денном стані, несучи в собі при цьому імпульс 2M фотона k. Зовсім інша справа, коли цикл завершаПрі такому прискоренні атом набуває швидкість, ється спонтанним випусканням. У цьому випадку через яку можна порівняти зі швидкістю теплового руху відмінності напрямків поглиненого і испущен, за час T ного фотонів в атомі залишається ненульовий імпульс.
При багаторазовому повторенні такого типу циклів 2M t = ------------- T 3 10-4 с.
сума імпульсів віддачі з боку спонтанно ис k пущених фотонів в силу ізотропності цього Прово числовий оцінкою тут використані характерне процесу близька до нуля, тоді як приймається атомом для атомів значення 108 с- 1, маса атома M = імпульс від поглинених фотонів спрямованого = 25 атомних одиниць , T = 300 K, = 0,5 мкм. Ми випромінювання є N k, де N - число циклів. Це і є підсумковий імпульс, який, як бачимо, спосо- бачимо, що для розгону атома до значних швидкостей потрібна невелика (за звичайними представбен накопичуватися в атомі. Це накопичення можна леніям) час. При старті з нульового значення скохарактерізовать середньою силою F, що діє з боку випромінювання на атом. Використовуємо співвідношенням рости за цей час атом переміститься на відстань ня F = dp / dt: сила є імпульс, який передається ато t 2kБT T му в одиницю часу. Останній легко подсчі x = ----------- = ------------ 6 см.
2 k тать, знаючи число актів спонтанного випускання в одиницю часу. Воно є = /, де - вероПрімечательно, що x не залежить від маси атома, а ятность атому перебувати в збудженому відбувся значення цілком влаштовує з точки зору ексніі, - так звана константа спонтанної перімента: експериментальна установка може релаксації, рівна зворотному часу життя бути досить компактної.
збудженого стану (цей час життя якраз Наведені оцінки свідчать про те, і обумовлюється спонтанним випусканням фоточто лазерне випромінювання здатне ефективно ускона). Таким чином, рять або сповільнювати вільні атоми речовини.
Тут, однак, необхідно відзначити існування ----- F = dp = k. (2) підводного каменю. Справа в тому, що ймовірність dt перебування частинки в збудженому стані не Отже, в біжучому хвилі випромінювання основна сила, залишається незмінною в міру зміни швидкості діюча на атом, виникає завдяки ізоатома. Якщо при якійсь швидкості атома частота тропний спонтанного випускання. Щоб отліізлученія знаходиться в резонансі з частотою чить від інших видів сил (про них буде мова далі), квантового переходу в атомі, то в міру зміни її стали називати силою спонтанного світлового давскорості резонансні умови порушуються і ізлуленія, причому вона генетично пов'язана з тією силою, чення практично перестає взаємодіяти з яку вимірював ще П.М. Лебедєв.
атомом. Відбувається це через ефект Доплера.
Оцінимо, наскільки сильно може вплинути ла- Випромінювання з частотою (в лабораторній системі зерно випромінювання на стан руху атома. Координат) ефективно взаємодіє тільки з При відносно слабких интенсивностях ізлуче- такими атомами, швидкість яких близька до резонно величина пропорційна інтенсивності. нансному значенням, що визначається умовою В поле інтенсивного випромінювання відбувається наси - kv =.
щення (величина перестає рости). Максимальне значення, якого в принципі може дости- Величину kv називають доплеровским зрушенням гать величина, дорівнює 1/2. Воно реалізується в таких частоти. Очевидно, що реально важлива лише проекусловіях, коли за час порядку атом багато разів ція швидкості на напрям хвильового вектора x поперемінно буває то в основному, то в возбужден- k. Резонансне значення, таким чином, є x, <10, рез ної з проекцій швидкості (), відповідне x ----, = -, (3) xk розподіл Максвелла є де величину називають відбудовою частоти випро -x чення від резонансної (в лабораторної системі коорW () = () exp ----- 2.
x T ДИНАТ). Зрозуміло, існує деякий інтервал T рез в околиці, в якому взаємодія ізx x лучения з атомами можна порівняти з резонансним. Графік функції W () зображений на рис. x Цей інтервал задається величиною. (Крива 1). Нехай тепер на такий газ діє резонансне випромінювання у вигляді біжучого (уздовж осі x) монохроматичної хвилі. Відповідно до ска--, = (4) xk занним вище взаємодіють з випромінюванням аж ніяк не всі атоми, а тільки ті, які мають що пов'язано з відомим квантово-механічним швидкістю поблизу резонансного значення (3) в інпрінціпом невизначеності енергії: кінцівку інтервалі ( 4). Після досить великої кількості ціквремені життя збудженого стану атома лов поглинання з подальшим спонтанним іспріводіт до невизначеності енергії цього состопусканіем інтервал резонансних швидкостей x яния, рівень енергії має кінцеву ширину, спустошується, так як швидкість атомів змінюється рівну. Як правило. так що при фікx T внаслідок світлового тиску. Атоми группіруютсірованном значенні зміна швидкості за рахунок ся в сусідньому швидкісному інтервалі, де взаімоспонтанного світлового тиску досить швидко дію з випромінюванням практично відсутня.
виводить атом з резонансу з випромінюванням. Ця неЕслі; модель атомного x0 T пучка, рис. 3). Направимо випромінювання назустріч таконіт частот -, то (як варіант) можна змінювати не частоту випромінювання, а частоту атомного пе- му пучку і почнемо на нього впливати, стартуючи з значення / k, в численних експериментах по резонансній x світловому тиску реалізовувалася кожна з перерахованих можливостей.
W (vx) У зв'язку з ефектом резонансного світлового давf (vx) лення в останні роки найбільший розвиток і вражаючі успіхи отримав напрямок іс0 vx следований, пов'язане з глибоким охолодженням і k просторової локалізацією атомарного газу.
Розглянемо тут принципові боку відповідних процесів. Почнемо з процесу охлаж0 / k vx дення газу спонтанним світловим тиском.
У рівновазі, як відомо, атоми газу находятРіс. 2. Розподіл атомів за швидкостями ся в хаотичному тепловому русі. Імовірність x до взаємодії з випромінюванням (випадок 1, равіметь ту чи іншу значення швидкості (в одиничному новесное максвелловское розподіл W ()) x інтервалі швидкостей) задається функцією розподіл після (випадок 2). Відбудова частоти фіксіленія Максвелла. Наприклад, якщо мова йде про од- рована. f0 (vx) f0 (vx) f1 (vx) f1 (vx) f2 (vx) 0 vx0 vx f3 (vx) f2 (vx) 0 vx 0 vx0 / k vx f3 (vx) 0 / k vx 0 vx0 / k vx 0 / k vx 0 / k = - / k vx 0 = 0 vx Рис. 3. Ілюстрація до процесу гальмування і охолодження атомного пучка. Показані види рас Рис. 4. Одномірне охолодження газу атомів. Попределенія атомів за швидкостями в наступні казано послідовна зміна распредемоменти часу лення за швидкостями з плином часу зосереджуються у вузькому (/ k) швидкісному ін- Таким чином, інтервалі зліва від інтервалу резонансних швидкостей.
Tефф Після того як прийме значення = -, припинимо ---------- --------.