F 4110 Kvantov fyzika atomrnch soustav letn semestr

F 4110 Kvantová fyzika atomárních soustav letní semestr 2008 - 2009 XII. Zpomalené a zastavené světlo KOTLÁŘSKÁ 6. KVĚTNA 2009

Úvodem

historicky první, ale naprosto typický výsledek experimentu 3

sodíková D-čára 4

obálka pulsu na vstupu sodíková D-čára 5

obálka pulsu na vstupu sodíková D-čára obálka pulsu na výstupu 7. 05 s 6

obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu sodíková D-čára 7

BEC ? ? ? obálka pulsu na vstupu obálka pulsu na výstupu sodíková D-čára 8

Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 zpomalení 9

Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 T R. T. zpomalení 10

Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 T R. T. zpomalení zastavení 11

Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 T R. T. zpomalení zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & krystal s def. zastavení T R. T. zpomalení 12

Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 T R. T. zpomalení zastavení pomalé světlo a BEC zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & krystal s def. zastavení T R. T. zpomalení nové principy (makroskopické jevy) 13

Vývoj 1999 – 2004 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 T R. T. zpomalení zastavení pomalé světlo a BEC "PLYN" TÉMĚŘ NEZÁVISLÝCH ATOMŮ V KOHERENTNÍ INTERAKCI SE SVĚTLEM zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & krystal s def. zastavení T R. T. zpomalení dnes nediskutujeme nové principy (makroskopické jevy) 14

Zpomalené a zastavené světlo v řídkých atomárních soustavách. . . dnešní téma Makroskopický popis q zpomalení i úplné zastavení světla. . . malá grupová rychlost q podmínka: vysoká disperse a malá absorpce kolem nosné frekvence pulsu Možnosti: na základě jevů kvantové koherence světla a hmotné soustavy q Elektromagneticky Indukovaná Transparence -- EIT . . . navrhováno dávno v teoretické kvantové optice – 1969 q koherentní oscilace obsazení hladin . . . teoreticky objeveno a zkoumáno od r. 1981 Realisace: počínajíc rokem 1999, stále v rozvoji v experimentální oblasti v teoretické oblasti laserová spektroskopie vysokého rozlišení kvantová optika volba, příprava a ovládání atomárních systémů atomová fysika 15

AKT I. ZPOMALENÉ SVĚTLO q pohled makroskopické fysiky q pohled kvantové optiky q pohled atomové fysiky a konkrétní experimenty

Pohled makroskopické fysiky q puls jako vlnové klubko v dispergujícím prostředí výrazy pro grupovou rychlost q makroskopická elektrodynamika hmotných prostředí Maxwellovy rovnice, materiálový vztah, elmg. vlny q komplexní index lomu, Kramers-Kronigovy relace podmínky pro zpomalení a zastavení světla

Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí rovinná monochromatická vlna fázová rychlost vlny o frekvenci index lomu fáze (Moivre ). 18

Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí rovinná monochromatická vlna fázová rychlost vlny o frekvenci index lomu fáze (Moivre ). bezdispersní prostředí 19

Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II. puls o nosné frekvenci vlnové klubko lineární superposice rovinných vln fáze do lineární aproximace podle 20

Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II. puls o nosné frekvenci vlnové klubko lineární superposice rovinných vln fáze do lineární aproximace podle grupový index lomu 21

Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II. puls o nosné frekvenci vlnové klubko nosná vlna obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost index lomu grupový index lomu 1 n 4 ? ? ? 22

Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí II. puls o nosné frekvenci vlnové klubko nosná vlna obálka pulsu fázová rychlost grupová rychlost index lomu grupový index lomu 1 n 4 ? ? ? rozhodující je disperse indexu lomu 23

Šíření vlnových pulsů v dispergujícím prostředí III. v bezdispersním prostředí se fáze a obálka pulsu pohybují společně, v dispersivním prostředí fáze předbíhá obálku pulsu nízké frekvence -- vysoké, vf = v g vf > vg souřad t s nice x ča souřad nice x t s ča 24

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce) nutný ↑ -- mikroskopický výpočet 25

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické rovnice okrajové podmínky odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce) nutný ↑ -- mikroskopický výpočet 26

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické posunutí vakua rovnice polní komponenta okrajové induk. polarisace podmínky hmotná komponenta odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce) nutný ↑ -- mikroskopický výpočet 27

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické posunutí vakua rovnice polní komponenta okrajové induk. polarisace podmínky hmotná komponenta odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce) nutný ↑ -- mikroskopický výpočet 28

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické posunutí vakua rovnice polní komponenta okrajové induk. polarisace podmínky hmotná komponenta odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole t. lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce) nutný ↑ -- mikroskopický výpočet 29

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické posunutí vakua rovnice polní komponenta okrajové induk. polarisace podmínky hmotná komponenta odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce) ↑ 30

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické posunutí vakua rovnice polní komponenta okrajové induk. polarisace podmínky hmotná komponenta odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální funkce odezvy (paměťová funkce) ↑ -- mikroskopický výpočet 31

Elektrodynamika hmotných (spojitých) prostředí Výchozí otázka: fysikální původ indexu lomu ½ odpovědi – Maxwellovy rovnice (neomezená homogenní isotropní látka) dynamické posunutí vakua rovnice polní komponenta okrajové induk. polarisace podmínky hmotná komponenta odpovědi – materiálový vztah uzavírá soustavu rovnic pro pole . lokální, lineární, kausální FYSIKA funkce odezvy (paměťová funkce) ↑ -- mikroskopický výpočet 32

Materiálový vztah a komplexní index lomu N materiálový vztah dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, komplexní index lomu Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r. podmínka řešitelnosti 33

Materiálový vztah a komplexní index lomu N materiálový vztah dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, komplexní index lomu Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r. podmínka řešitelnosti komplexní permitivita 34

Materiálový vztah a komplexní index lomu N materiálový vztah dosadíme zkusmo rovinnou vlnu, komplexní index lomu Vektor polarisace P je pak rovněž tvaru rovinné vlny, komplexní susceptibilita Fourierova transformace funkce odezvy Maxw. r. podmínka řešitelnosti komplexní permitivita Maxwellův vztah 35

Kramers-Kronigova relace (útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé dvě q K-K relace je integrální transformace re áln jedn á a fu nk c e 36

Kramers-Kronigova relace (útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé q K-K relace je integrální transformace q „Bez absorpce není disperse“ 37

Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k (útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé q K-K relace je integrální transformace q „Bez absorpce není disperse“ ale jádro integrálu je silně singulární pro = 38

Kramers-Kronigova relace a lokální struktura n a k (útlum/absorpce vlny) komplexní index lomu = index lomu + i extinkční koeficient Kramers-Kronigova relace: refrakce a absorpce nejsou nezávislé q K-K relace je integrální transformace q „Bez absorpce není disperse“ ale jádro integrálu je silně singulární pro = q lokální vztahy k ( ) n( ) maximum minimum vzestup pokles vzestup maximum minimum 39

K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: = 5, p =. 9 , = 0, 5 40

K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: + = 5, p =. 9 , = 0, 5 q modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální 41

K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: + - = 5, p =. 9 , = 0, 5 q modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální q červená – úzká "anti-absorpce". . . okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu 42

K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: + - = 5, p =. 9 , = 0, 5 q modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální q červená – úzká "anti-absorpce". . . okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu q lokální vztahy mezi n a k 43

K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: + - = 5, p =. 9 , = 0, 5 q modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální q červená – úzká "anti-absorpce". . . okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu q lokální vztahy mezi n a k q puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý) . . . zpomalený netlumený 44

K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: + - = 5, p =. 9 , = 0, 5 q modrá – homogenně rozšířená absorpční linie disperse – střídá se normální | anomální | normální q červená – úzká "anti-absorpce". . . okno průhlednosti disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu q lokální vztahy mezi n a k q puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý) . . . zpomalený netlumený q kde hledat ? ? ? aktivní prostředí buzené 45

K-K relace a lokální struktura n a k : výchozí model Dvě Lorentzovy linie Výchozí model: + - HLUBŠÍ q modrá – homogenně rozšířená absorpční linie VÝZNAM = 5, p =. 9 , = 0, 5 disperse – střídá se normální | anomální | koherentní procesy v normální aktivním (otevřeném) q červená – úzká "anti-absorpce". . . okno průhlednosti prostředí disperse – strmý téměř lineární nárůst indexu lomu q lokální vztahy mezi n a k q puls - naladěný na okno - spektrálně úzký ( dostatečně dlouhý) . . . zpomalený netlumený q kde hledat ? ? ? aktivní prostředí buzené 46

Pohled kvantové optiky q zředěný oblak dvouhladinových "atomů" atomová polarisovatelnost, komplexní index lomu q zředěný oblak tříhladinových "atomů" ( -systém) kvantové provázání hladin, temné stavy, EIT a dál q výsledný komplexní index lomu reálné podmínky pro zpomalení a zastavení světla

Optická odezva dvouhladinového atomu P 48

Optická odezva dvouhladinového atomu P základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života) 49

Optická odezva dvouhladinového atomu P rozladění resonanční frekvence P. . . "probe", měřicí sonda proměnná frekvence P- laseru základní stav (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života) 50

Optická odezva dvouhladinového atomu kvantová Lorentzova resonance P atomová susceptibilita: rozladění resonanční frekvence P. . . "probe", měřicí sonda proměnná frekvence P- laseru oscilátorová mohutnost šířka optické linie základní stav Bohrova resonanční podmínka (obsazený) excitovaný stav (prázdný, konečná doba života) 51

Optická odezva dvouhladinového atomu P 52

Optická odezva tříhladinového atomu: EIT - systém atomových hladin P C 1. . . základní obsazený stav 2. . . nižší ze dvou excitovaných stavů prázdný, přechod 1 2 zakázaný 3. . . vyšší excit. stav, konečná šířka přechody 1 3, 2 3 dovolené naladěná frekvence Probe laseru P naladěná frekvence Coupling laseru C 53

Optická odezva tříhladinového atomu: EIT - systém atomových hladin P C 1. . . základní obsazený stav 2. . . nižší ze dvou excitovaných stavů prázdný, přechod 1 2 zakázaný 3. . . vyšší excit. stav, konečná šířka přechody 1 3, 2 3 dovolené naladěná frekvence Probe laseru P naladěná frekvence Coupling laseru C Velmi produktivní systém v kvantové optice Zde jen EIT Elektromagneticky Indukovaná Transparence 54

Vložka: Co jsou Rabiho oscilace P C Elektromagneticky Indukovaná Transparence 1. C-laser naladěný přesně na C intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2, 3 55

Vložka: Co jsou Rabiho oscilace P C Elektromagneticky Indukovaná Transparence 1. C-laser naladěný přesně na C intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2, 3 V přítomnosti elektrického pole laseru jsou stavy dvouhladinového podsystému 2, 3 nestacionární: 56

Vložka: Co jsou Rabiho oscilace P C Elektromagneticky Indukovaná Transparence 1. C-laser naladěný přesně na C intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2, 3 V přítomnosti elektrického pole laseru Záleží na intensitě C laseru jsou stavy dvouhladinového podsystému 2, 3 nestacionární: 57

Vložka: Co jsou Rabiho oscilace P C Elektromagneticky Indukovaná Transparence 1. C-laser naladěný přesně na C intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2, 3 V přítomnosti elektrického pole laseru Záleží na intensitě C laseru Přelévání s Rabiho frekvencí jsou stavy dvouhladinového podsystému 2, 3 nestacionární: 58

Optická odezva tříhladinového atomu: EIT P C Elektromagneticky Indukovaná Transparence 1. C-laser naladěný přesně na C intensivní Rabiho frekvence kvantové provázání prázdných stavů 2, 3 2. P-laser naladěný přesně na P nevybudí optické přechody 1 3. temné stavy EIT. . . P svazek prochází = - P 0 3. Při rozladění pravděpodobnost přechodu strmě roste úzké okno průzračnosti velká positivní disperse indexu lomu 59

Optická odezva tříhladinového atomu: EIT Elektromagneticky Indukovaná Transparence P C atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku = - P 60

Optická odezva tříhladinového atomu: EIT Elektromagneticky Indukovaná Transparence P = - P C atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku ě din a l h u dvo t k a r v á n 61

Optická odezva tříhladinového atomu: EIT Elektromagneticky Indukovaná Transparence P C atomová susceptibilita (lineární) pro P svazek v přítomnosti C svazku = - P 62

Optické konstanty prostředí při EIT zředěný plyn. . . malá hustota částic relativní permitivita podmínka komplexní index lomu C laser odpojen ("dvouhladina") C laser zapojen EIT grupová rychlost 63

Optické konstanty prostředí při EIT zředěný plyn. . . malá hustota částic relativní permitivita podmínka komplexní index lomu C laser odpojen ("dvouhladina") C laser zapojen EIT grupová rychlost 64

Pohled atomové fysiky a experimenty q páry atomů alkalických kovů za nízkých teplot výběr -systému pro grupovou rychlost q páry atomů alkalických kovů za pokojových teplot potlačení Dopplerova jevu q ionty vzácných zemin využití jevu "spectral hole burning" q ionty přechodových kovů (chrom v rubínu) koherentní oscilace obsazení hladin

EIT – objev a první pokusy teoretická práce – S. E. Harris 1969 experiment – S. E. Harris 1991 poprvé v parách alk. kovu shoda s teorií snížení absorpce 200 milion krát 66

čtyři výchozí práce 67

sodíková D-čára 68

Pomalé světlo ve studených parách sodíku 69

Elektronové konfigurace centrálního atomu rubidium sodík 1 valenční el. konfigurace s 1 70

Jednoelektronové hladiny v alkalických atomech 71

Grotrianovo schema pro sodík 72

73

74

75

Pomalé světlo v horkých parách rubidia Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí při nízkých teplotách tento problém nevzniká 76

Pomalé světlo v horkých parách rubidia Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí při nízkých teplotách tento problém nevzniká n ní e g o nehom ření rozší h čar níc l á r t k spe 77

Pomalé světlo v horkých parách rubidia Fysikální problém: tepelný pohyb atomů Dopplerův jev Posun frekvencí řešení Dopplerův posuv stejný pro oba svazky při společném působení se posuvy kompensují 78

Zpomalené světlo v krystalech Pr: YSO hyperjemná rozštěpení řádu MHz při optických frekvencích řádu 1015 Hz problém: nehomogenní šířka řádu GHz 79

Zpomalené světlo v krystalech Pr: YSO hyperjemná rozštěpení řádu MHz při optických frekvencích řádu 1015 Hz problém: nehomogenní šířka řádu GHz 80

Zpomalené světlo v krystalech Pr: YSO SPECTRAL HOLE BURNING 81

Zpomalené světlo v krystalech Pr: YSO Vytvoření EIT v Pr: YSO q technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře q excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") q ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar q na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT 82

Zpomalené světlo v krystalech Pr: YSO Vytvoření EIT v Pr: YSO q technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře q excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") q ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar q na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT 83

Zpomalené světlo v krystalech Pr: YSO Vytvoření EIT v Pr: YSO q technikou vypálení spektrální díry vzniká (nekoherentní) okno v široké čáře q excitací ("repump") v něm vytvořena úzká distribuce ("antidíra") q ta je vlastně triplet homog. rozšíř. čar q na prostřední je naladěn C laser, vzniká EIT 84

Zpomalené světlo v krystalech Pr: YSO výsledky srovnatelné se zředěnými atomovými parami 85

Zpomalené světlo v rubínu rubín – Cr: Al 2 O 3 při pokojové teplotě koherentní oscilace obsazení jednoduché zařízení 86

Zpomalené světlo v rubínu výsledky srovnatelné se zředěnými atomovými parami jsou však dosud ve vývoji 87

AKT II. ZASTAVENÉ SVĚTLO

Jak se dá zastavit světlo ? ? ? Tyto úvahy navázaly na zpomalení světla, byly však mnohem hlubší q Zpomalený puls se prostorově smrští v poměru Příklad: puls trvá dobu je dlouhý ve vakuu při 30 m/s měří jen 2 s 600 m 20 m Může se celý vejít do EIT aktivního prostředí a dlouho tam pobýt q Během této doby je možno jeho rychlost řídit regulací výkonu Claseru, dá se i "zastavit" q Otázka: je možná jeho rekuperace a opětné rozběhnutí? q To by dávalo možnost nejenom zpožďování, ale i ukládání světelného pulsu do paměti q Od statického k dynamickému EIT 89

Jak se dá zastavit světlo ? ? ? extinkce frekvence disperse intensita C-laseru frekvence 90

Jak se dá zastavit světlo ? ? ? extinkce frekvence disperse intensita C-laseru frekvence 91

Jak se dá zastavit světlo ? ? ? extinkce frekvence intensita C-laseru disperse # necháme puls celý vstoupit do látky # vypínáním C-laseru snižujeme grupovou rychlost až k nule # co se však stane po opětovném zapnutí ? ? ? frekvence 92

Harvard opět první 93

Zastavené světlo v chladných parách sodíku 94

Zastavené světlo v chladných parách sodíku C laser IN OUT 95

tři publikované práce 96

tři publikované práce 97

Zastavené světlo v horkých parách rubidia 98

Zastavené světlo v horkých parách rubidia N A Z Á O Á K H CE N E ER K O PR Y K RIC T E F R E T E RM IN 99

Zastavené světlo v krystalech Pr: YSO 100

Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ? ? ? q Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou q EIT Možné stavy atomů |1 + P - světlo |2 - hmotná excitace (stav |3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) 101

Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ? ? ? q Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou q EIT Možné stavy atomů |1 + P - světlo RAMAN |2 - hmotná excitace (stav |3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) 102

Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ? ? ? q Připomenutí: v hmotném prostředí se světlo pojí s polarisací, výsledné je spojení obou q EIT Možné stavy atomů |1 + P - světlo RAMAN |2 - hmotná excitace (stav |3 je virtuální a prostřednictvím C - fotonu oba koherentně propojí) q P – světlo propojí koherentně všechny excit. |2 atomy. . . TEMNÝ POLARITON |2 1|. . . "spin", spinová koherence jako kolektivní excitace q v adiabatickém (pomalém) režimu P – světlo spinová koherence 103

Jak se dá zastavit a opět vypustit světlo ? ? ? q Výsledek teorie q Při vypínání C laseru zároveň grupová rychlost klesá k nule hmotná excitace tvoří 100% temného polaritonu q Zastavena je tedy koherentní excitace atomového podsystému. q Po opětném uvolnění se koherentně a vratně promění zpět na světlo 104

Výsledky modelového výpočtu Vypnutí a znovuzapnutí C laseru Světelná komponenta je po dobu zastavení téměř nulová P puls se zastaví a znovu rozjede Stojící puls je tvořen téměř výlučně polarisací nesenou atomy 105

Výsledky modelového výpočtu Vypnutí a znovuzapnutí C laseru Světelná komponenta je po dobu zastavení téměř nulová P puls se zastaví a znovu rozjede Stojící puls je tvořen téměř výlučně polarisací nesenou atomy Shoda s experimentem a jeho fysikální vysvětlení 106

A co bylo dál ? 1999 2000 2001 2002 2003 2004 atomová pára T 0 T R. T. zpomalení zastavení pomalé světlo a BEC zastavení krystal s def. T 5 K zpomalení & krystal s def. zastavení T R. T. zpomalení 107

Pokrok s Pr: YSO • Lepším výběrem hladin a potlačením magn. fluktuací vnějším magn. polem dosáhli koherenční doby řádu 10 sec. • Na nich pak po srovnatelnou dobu udrželi zastavené světlo 108

Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau? • Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. • Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500, 000 Mac. Arthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) přilétá světelný puls 109

Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau? • Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. • Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500, 000 Mac. Arthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) zastavuje se 110

Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau? • Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. • Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500, 000 Mac. Arthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) a proměňuje v hmotnou vlnu 111

Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau? • Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. • Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500, 000 Mac. Arthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) ta letí dál rychlostí 200 m/s 112

Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau? • Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. • Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500, 000 Mac. Arthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) je zachycena druhým obláčkem 113

Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau? • Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. • Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500, 000 Mac. Arthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) proměňuje se zpátky na světlo 114

Pokrok s parami sodíku Jak se dařilo Lene Hau? • Dostala definitivu na Harvard U. jako Mallinckrodt Professor of Physics and of Applied Physics in Harvard's Faculty of Arts and Sciences and School of Engineering and Applied Sciences. • Byl jí udělen tak zvaný "genius grant" k volnému použití $500, 000 Mac. Arthur Foundation Fellowship Poslední výsledky: dva Na-obláčky v BEC stavu (příště!) světelný puls zase odlétá 115

The end