Red óptica

Se forma una red óptica por la interferencia de haces láser que se propagan en direcciones opuestas , creando un patrón de intensidad espacialmente periódico. El potencial periódico resultante puede atrapar átomos neutros mediante el desplazamiento de Stark . ^{[ 1 ]} Los átomos se enfrían y se congregan en los extremos del potencial (en los máximos para redes con desintonización roja y en los mínimos para redes con desintonización azul). La disposición resultante de átomos atrapados se asemeja a una red cristalina ^{[ 2 ]} y puede utilizarse para simulaciones cuánticas .

Los átomos atrapados en la red óptica pueden moverse debido al efecto túnel cuántico , incluso si la profundidad del pozo de potencial de los puntos de la red excede la energía cinética de los átomos, lo cual es similar a los electrones en un conductor . ^{[ 3 ]} Sin embargo, puede ocurrir una transición de superfluido a aislante de Mott ^{[ 4 ]} si la energía de interacción entre los átomos se vuelve mayor que la energía de salto cuando la profundidad del pozo es muy grande. En la fase de aislante de Mott, los átomos estarán atrapados en los mínimos de potencial y no pueden moverse libremente, lo cual es similar a los electrones en un aislante . En el caso de átomos fermiónicos, si la profundidad del pozo aumenta aún más, se predice que los átomos formarán un estado antiferromagnético , es decir, un estado de Néel a temperaturas suficientemente bajas. ^{[ 5 ]}

El atrapamiento de átomos en ondas estacionarias de luz fue propuesto por primera vez por V.S. Letokhov en 1968. ^{[ 6 ]}

Hay dos parámetros importantes de una red óptica: la profundidad del pozo de potencial y la periodicidad .

El mecanismo de atrapamiento se produce mediante el efecto Stark, donde la luz fuera de resonancia provoca cambios en la estructura interna de un átomo. El efecto del efecto Stark es crear un potencial proporcional a la intensidad. El efecto de un campo de luz sobre un átomo es inducir un momento dipolar eléctrico como resultado del campo eléctrico oscilante . Este dipolo inducido interactuará entonces con el campo eléctrico, lo que dará lugar a un cambio de energía.${\displaystyle \Delta E={\frac {1}{2}}\alpha (\omega )\langle E^{2}(t)\rangle }$, dónde${\displaystyle \alpha (\omega)}$, dónde${\displaystyle \omega =\omega _{res}+\delta }$, es la polarizabilidad dinámica de la transición atómica resonante en${\displaystyle \omega _{res}}$y${\displaystyle \delta }$es la desintonización del campo de luz respecto a la resonancia. En el caso de${\displaystyle \delta <0}$("desintonización roja"), el dipolo inducido estará en fase con el campo y, por lo tanto, el gradiente de energía potencial resultante apuntará en la dirección de mayor intensidad. Este es el mismo mecanismo de atrapamiento que en las trampas de dipolo óptico (TDO), con la única diferencia importante de que la intensidad de una red óptica tiene una variación espacial mucho más drástica que una TDO estándar. ^{[ 1 ]}

Una red óptica 1D se forma mediante dos haces láser que se propagan en direcciones opuestas y tienen la misma polarización. Los haces interferirán, dando lugar a una serie de mínimos y máximos separados por${\displaystyle \lambda /2}$, dónde${\displaystyle \lambda }$es la longitud de onda de la luz utilizada para crear la red óptica. El potencial resultante experimentado por los átomos será${\displaystyle V(x)=V_{0}{\text{cos}}(2\pi x/\lambda )}$.

Mediante el uso de haces láser adicionales, se pueden construir redes ópticas bidimensionales o tridimensionales. Una red óptica 2D se puede construir mediante la interferencia de dos ondas estacionarias ópticas ortogonales, dando lugar a una matriz de tubos de potencial 1D. Del mismo modo, tres ondas estacionarias ópticas ortogonales pueden dar lugar a una matriz 3D de sitios que pueden aproximarse como potenciales de oscilador armónico fuertemente confinados. ^{[ 2 ]}

El potencial de atrapamiento que experimentan los átomos en una trampa dipolar óptica es débil, generalmente inferior a 1 mK. Por lo tanto, los átomos deben enfriarse significativamente antes de introducirlos en la red óptica. Las técnicas de enfriamiento utilizadas para este fin incluyen trampas magnetoópticas , enfriamiento Doppler , enfriamiento por gradiente de polarización , enfriamiento Raman , enfriamiento por bandas laterales resueltas y enfriamiento evaporativo . ^{[ 1 ]}

Si se va a añadir el potencial periódico tras la condensación, en lugar de realizar un enfriamiento evaporativo en el potencial de la red, es necesario considerar las condiciones para la carga adiabática de la red. La intensidad de la red debe incrementarse gradualmente de forma que el condensado permanezca en su estado fundamental para cargarlo en la banda fundamental de la red. La escala temporal del encendido vendrá determinada, en general, por la separación energética entre la banda fundamental y la primera banda excitada. ^{[ 2 ]}

Una vez que los átomos fríos se cargan en la red óptica, experimentan calentamiento por diversos mecanismos, como la dispersión espontánea de fotones de los láseres de la red óptica. Estos mecanismos generalmente limitan la vida útil de los experimentos con redes ópticas. ^{[ 1 ]}

Una vez enfriados y atrapados en una red óptica, los átomos pueden manipularse o dejarse evolucionar. Las manipulaciones comunes incluyen la "agitación" de la red óptica mediante la variación de la fase relativa entre los haces que se propagan en direcciones opuestas o la modulación de la frecuencia de uno de ellos, o la modulación de amplitud de la red. Tras evolucionar en respuesta al potencial de la red y a cualquier manipulación, los átomos pueden visualizarse mediante imágenes de absorción.

Una técnica de observación común es la imagen por tiempo de vuelo (TOF). La imagen TOF funciona esperando primero un tiempo determinado para que los átomos evolucionen en el potencial de la red, y luego desactivando dicho potencial. Los átomos, ahora libres, se dispersan a diferentes velocidades según sus momentos. Al controlar el tiempo que se permite que los átomos evolucionen, la distancia recorrida por los átomos se corresponde con su estado de momento cuando la red estaba desactivada. Dado que los átomos en la red solo pueden cambiar de momento mediante${\displaystyle \pm 2\hbar k}$, un patrón característico en una imagen TOF de un sistema de red óptica es una serie de picos a lo largo del eje de la red en momentos${\displaystyle \pm 2n\hbar k}$, dónde${\displaystyle n\in \mathbb {Z} }$Mediante imágenes TOF, se puede determinar la distribución de momento de los átomos en la red. Combinado con imágenes de absorción in situ (tomadas con la red aún activa), esto es suficiente para determinar la densidad del espacio de fases de los átomos atrapados, una métrica importante para diagnosticar la condensación de Bose-Einstein (o, más generalmente, la formación de fases cuánticas degeneradas de la materia).

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• Más información sobre redes ópticas. Archivado el 20 de julio de 2011 en Wayback Machine.
• Introducción a las redes ópticas
• Red óptica en arxiv.org