Контролируемые большие положительные и отрицательные Goos

Oct 15, 2023

Научные отчеты, том 13, Номер статьи: 3789 (2023) Цитировать эту статью

444 доступа

Подробности о метриках

Мы изучаем сдвиг Гуса–Хенхена (СГС) отраженного светового луча от полости, содержащей двухатомную среду \(\Lambda\), ограниченную двумя стеклянными пластинами. Приложение к атомной среде как когерентных, так и некогерентных полей приводит к положительной и отрицательной управляемости СГС. При некоторых конкретных значениях параметров системы амплитуда СГС становится большой, а именно порядка \(\sim 10^{3}\) раз длины волны падающего светового луча. Эти большие сдвиги обнаруживаются более чем при одном угле падения в широком диапазоне параметров атомной среды.

Сдвиг Гуса-Хенхена (СГС) — явление, возникающее при падении светового луча на среду с показателем преломления меньшим, чем у среды падения. При угле падения больше критического угла падающий луч проникает на некоторое расстояние внутрь второй среды1,2,3,4,5,6 и отражается обратно в первую (падающую) среду, в которой отраженный луч латерально сдвинута на границе раздела от точки входа падающего пучка во вторую среду. Это латеральное смещение названо сдвигом Гуса-Хенхена в честь его экспериментальной демонстрации в 1947 году Гусом и Хенхеном7,8. Для расчета СГС было предложено несколько теоретических предложений, таких как метод стационарной фазы, разработанный Артманном9. Другой метод, основанный на концепции сохранения энергии, был предложен Ренаром для теоретического расчета GHS10.

Для измерения и контроля СГС было предложено множество конструкций и конструкций из различных материалов. Например, изучение СГС в средах с низкой поглощающей способностью11,12,13 и в эпсилон-околонулевой плите14,15. Также в разном расположении дефектных и нормальных фотонных кристаллов16,17,18. Сообщается, что дальнейшие примеры исследования СГС включают использование двух слоев различных искусственных сред19,20,21, полости, содержащей коллоидные феррожидкости22 и слои графена23,24. Совсем недавно СГС с амплитудой, достигающей четырехкратной длины волны падающего света, был получен в структуре, содержащей слой периодической решетки25,26. В дополнение ко всем предыдущим примерам, СГС наблюдался также экспериментально для прошедшего луча в одномерных фотонно-кристаллических пластинах27.

С другой стороны, были предложены и применены для разных целей различные атомные среды, оптические свойства которых можно изменять с помощью некоторых внешних параметров, таких как когерентные поля28,29,30,31,32,33. Было предложено использовать такие атомные среды для манипулирования и контроля GHS34,35,36,37,38. В34 для когерентного управления СГС в трехслойной полости используется двухуровневая система с приводом. В37,39 GHS изучается с использованием той же структуры полости и содержащей атомную схему \(\Lambda\), где сообщалось о положительных и отрицательных латеральных сдвигах. Кроме того, наряду с различными методами изучаются различные четырехуровневые атомные структуры40,41,42, включая двух-\(\Lambda\) атомную систему43,44.

В этом отчете мы показываем, что двойная атомная система \(\Lambda\), которая имеет два зондовых взаимодействия, может использоваться для создания больших GHS порядка \(10^3 \lambda\). Схема двойной \(\Lambda\) имеет относительно большую контролируемую дисперсионную характеристику, большую, чем атомная схема \(\Lambda\) с ограниченным поглощением45. Эта отличная управляемость делает схему двойной \(\Lambda\) отличным кандидатом для получения очень больших СГС. Поэтому мы изучаем влияние различных параметров на СГС в полости, содержащей три слоя, где средний слой заполнен двойными \(\Lambda\) атомами.

Рассмотрим ТЕ-поляризованное световое поле с частотой \(\omega _{p}\) падающее из вакуума под углом \(\theta\) на полость, состоящую из трех слоев немагнитных материалов. Первый и последний слои идентичны и имеют толщину \(d_1\), а средний слой имеет толщину \(d_2\), как показано на рис. 1а. Электрическая проницаемость краевого и внутрирезонаторного слоев равна \(\epsilon _1\) и \(\epsilon _2\) соответственно. Во втором слое размещена двухатомная среда \(\Lambda\). Атомная система, показанная на рис. 1б, имеет четыре уровня (\(|a\rangle\), \(|b\rangle\), \(|c\rangle\) и \(|d\rangle\)) где переходы \(|a\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|d\rangle\) и \(|b\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|d\rangle\) связаны двумя пробными полями с частотами Раби \(\Omega _p^-\) и \(\Omega _p^+\) соответственно. Два сильных когерентных поля управляют переходами \(|a\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|c\rangle\) и \(|b\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|c\ rangle\) с частотами Раби \(\Omega _\mu ^-\) и \(\Omega _\mu ^+\) соответственно. Также система накачивается двумя некогерентными полями из состояния \(|d\rangle\) в \(|a \rangle\) и \(|b \rangle\) с одинаковой скоростью r. Двойная система \(\Lambda\) существует, например, в рубидии и натрии46,47. Выберем переход D\(_{2}\) в \({}^{85}\)Rb, где состояния \(|a\rangle\) и \(|b\rangle\) соответствуют сверхтонким уровням с \(F=4, m_{F} = 0\) и \(F=3, m_{F} = 0\) соответственно. Нижние уровни \(|c \rangle\) и \(|d \rangle\) соответствуют сверхтонкому уровню \(F=3\) с магнитными подуровнями \(m_{F} = +1\) и \(m_ {F} = -1\) соответственно. Следовательно, поля с правой и левой круговой поляризацией (\(\sigma ^{\pm }\)) используются как в качестве пробного, так и в качестве движущего поля. Предполагается, что все различные поля однородны во всей полости.