大きなプラスとマイナスのグーを制御可能

Scientific Reports volume 13、記事番号: 3789 (2023) この記事を引用

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メトリクスの詳細

私たちは、2 枚のガラス スラブで囲まれた二重 \(\Lambda\) 原子媒質を含む空洞からの反射光ビームのグース ヘンヘン シフト (GHS) を研究します。 コヒーレントとインコヒーレントの両方の場の両方を原子媒体に適用すると、GHS の正と負の制御可能性が得られます。 システムのパラメータの特定の値では、GHS の振幅は、入射光ビームの波長の \(\sim 10^{3}\) 倍のオーダーで大きくなります。 これらの大きなシフトは、原子媒質の広範囲のパラメータで複数の入射角で見られます。

グース・ヘンヘンシフト (GHS) は、入射媒体の屈折率よりも小さい屈折率を持つ媒体に光ビームが入射するときに発生する現象です。 臨界角より大きい入射角の場合、入射ビームは 2 番目の媒質内をある程度の距離だけ透過し 1、2、3、4、5、6、最初の (入射) 媒質に反射して戻ります。反射ビームは横方向になります。入射ビームが第 2 媒体に入射した点から界面でシフトします。 この横方向の変位は、1947 年の Goos と Hänchen による実験的実証にちなんで、Goos-Hänchen シフトと呼ばれています 7,8。 Artmann9 によって開発された固定相法など、GHS を計算するためのいくつかの理論的提案が提案されています。 エネルギー保存の概念に基づく別の方法は、GHS10 を理論的に計算するために Renard によって導入されました。

GHS を測定および制御するために、さまざまな材料を使用した多くの構造および設計が提案されています。 たとえば、低吸収媒体11、12、13およびゼロに近いイプシロンスラブ14、15におけるGHSの研究。 また、欠陥のあるフォトニック結晶と正常なフォトニック結晶の配置も異なります16、17、18。 GHS の研究のさらなる例には、異なる人工媒体の 2 層の使用 19、20、21、コロイド状磁性流体 22 およびグラフェン層 23、24 を含むキャビティの使用がすべて報告されています。 より最近では、入射光の波長の 4 倍に達する振幅を持つ GHS が、周期格子層を含む構造で得られています 25、26。 これまでのすべての例に加えて、GHS は一次元フォトニック結晶スラブ内の透過ビームでも実験的に観察されました 27。

一方、コヒーレント場などの外部パラメータによって媒体の光学特性を変更できるさまざまな原子媒体が提案され、さまざまな目的に適用されています28、29、30、31、32、33。 GHS を操作および制御するためにこのような原子媒体を使用することが提案されています 34、35、36、37、38。 In34 では、GHS をコヒーレントに制御するために、駆動される 2 レベル システムが 3 層キャビティで使用されます。 37,39 では、同じ空洞構造を使用し、\(\Lambda\) 原子スキームを含む GHS が研究されており、正と負の横方向シフトが報告されています。 さらに、二重 \(\Lambda\) 原子系 43,44 を含む異なる 4 レベルの原子構造 40,41,42 が、さまざまな技術とともに研究されています。

このレポートでは、2 つのプローブ相互作用を持つ二重 \(\Lambda\) 原子系を使用して \(10^3 \lambda\) のオーダーの大きな GHS を生成できることを示します。 二重 \(\Lambda\) スキームは、吸収が制限された \(\Lambda\) 原子スキームよりも大きな制御可能な分散機能を備えています 45。 この優れた制御性により、double-\(\Lambda\) スキームは非常に大規模な GHS を生成するための優れた候補となります。 したがって、中間層が二重 \(\Lambda\) 原子で満たされている 3 つの層を含む空洞内の GHS に対するさまざまなパラメーターの影響を研究します。

周波数 \(\omega _{p}\) の TE 偏光場が、真空から 3 層の非磁性材料からなる空洞に角度 \(\theta\) で入射すると考えます。 図1aに示すように、最初と最後の層は同一であり、厚さは \(d_1\) ですが、中間層の厚さは \(d_2\) です。 エッジ層とキャビティ層の誘電率は、それぞれ \(\epsilon _1\) と \(\epsilon _2\) です。 二重 \(\Lambda\) 原子媒体は 2 番目の層に配置されます。 図 1b に示す原子系には 4 つのレベル (\(|a\rangle\)、\(|b\rangle\)、\(|c\rangle\)、\(|d\rangle\)) があります。ここで、トランジション \(|a\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|d\rangle\) と \(|b\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|d\rangle\) が結合されていますそれぞれ、ラビ周波数 \(\Omega _p^-\) と \(\Omega _p^+\) の 2 つのプローブ フィールドによって測定されます。 2 つの強力なコヒーレント フィールドが遷移 \(|a\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|c\rangle\) と \(|b\rangle\) \(\leftrightarrow\) \(|c\ rangle\) はそれぞれ、ラビ周波数 \(\Omega _\mu ^-\) と \(\Omega _\mu ^+\) です。 また、システムは 2 つのインコヒーレントな場によって状態 \(|d\rangle\) から \(|a \rangle\) および \(|b \rangle\) まで同じレート r で励起されます。 二重\(\Lambda\)系は、例えばルビジウムとナトリウムに存在します46,47。 \({}^{85}\)Rb の D\(_{2}\) 遷移を選択します。ここで、状態 \(|a\rangle\) と \(|b\rangle\) は超微細レベルに対応します。それぞれ \(F=4, m_{F} = 0\) と \(F=3, m_{F} = 0\) です。 下位レベル \(|c \rangle\) と \(|d \rangle\) は、磁気サブレベル \(m_{F} = +1\) と \(m_ {F} = -1\) となります。 したがって、左右の円偏波場 (\(\sigma ^{\pm }\)) がプローブと駆動場の両方に使用されます。 すべての異なる場は空洞全体を通じて均一であると仮定されます。