авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ  БИБЛИОТЕКА

АВТОРЕФЕРАТЫ КАНДИДАТСКИХ, ДОКТОРСКИХ ДИССЕРТАЦИЙ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ

Pages:   || 2 |

Исследование нелинейно – оптических явлений на связанно – свободных переходах вещества

-- [ Страница 1 ] --

На правах рукописи

ГЕЛЛЕР ЮРИЙ ИСАЕВИЧ

ИССЛЕДОВАНИЕ НЕЛИНЕЙНО – ОПТИЧЕСКИХ

ЯВЛЕНИЙ НА СВЯЗАННО – СВОБОДНЫХ

ПЕРЕХОДАХ ВЕЩЕСТВА

Специальность 01.04.05 - Оптика

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени

доктора физико-математических наук

Красноярск 2007

Работа выполнена в Институте физики им. Л.В. Киренского Сибирского

отделения Академии наук Российской Федерации и в Федеральном государственном образовательном учреждении высшего профессионального образования "Сибирский федеральный университет"

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук Шапарев Николай Якимович доктор физико-математических наук Федоров Михаил Владимирович доктор физико-математических наук Садреев Алмаз Фаттахович

Ведущая организация: Институт автоматики и электрометри СО РАН, г. Новосибирск.

Защита диссертации состоится " " 2007 г. в часов на заседании диссертационного совета Д 003.055.01 при Институте физики им. Л.В. Киренского СО РАН по адресу: 660036, г. Красноярск 36, Академ городок, 50, стр. 38, Институт физики им. Л. В. Киренского СО РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института Физики им.

Л.В. Киренского СО РАН.

Автореферат разослан " " 2007 г.

Ученый секретарь диссертационного совета, доктор физико-математических наук Втюрин А.Н.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ Актуальность темы. Прогресс в создании коротковолновых лазеров и развитие методов многофотонной спектроскопии и нелинейного смешения ча стот на область далекого ультрафиолета стимулировали интерес к изучению высоколежащих состояний атомов и молекул, включая автоионизационные состояния и состояния непрерывного спектра (континуума). Кроме того, с переходами через континуум связано решение многих актуальных задач фи зики селективного воздействия излучением на вещество, в частности, лазер ная фотохимия и разделение изотопов, генерация гармоник в области ваку умного ультрафиолета (ВУФ) и ультрамягкого рентгена (УМР), получение поляризованных электронов и поляризованных ядер и многое другое. Уже в первых работах по генерации УФ и ВУФ излучений методами нелинейно го смешения частот в атомно–молекулярных средах возник вопрос об адек ватном эксперименту теоретическом описании нелинейных явлений, когда мощные излучения резонансны переходам в континуум и автоионизационные состояния. Аналогичные проблемы взаимодействия излучений с переходами между некоторыми дискретными состояниями и полосами состояний суще ствуют и в молекулах, кристаллах, высокотемпературных сверхпроводниках, в ядерной физике и физике элементарных частиц. В связи с этим возника ет общая проблема описания оптических процессов в условиях резонансов со связанно–свободными переходами сред. Теория таких оптических явле ний (в том числе и нелинейных) развита в гораздо меньшей степени, чем в случае чисто дискретных переходов. Фактически исследования нелинейных явлений на связанно–свободных переходах в атомах и молекулах ограничи вались такими некогерентными процессами, как многофотонное возбуждение и ионизация, для теоретического описания которых часто достаточно чисто вероятностного подхода, основанного на "золотом правиле Ферми" в кванто вой механике. Совсем иначе обстоит дело, например, в случае нелинейного смешении частот, когда суммарная частота превосходит порог ионизации. В этом случае теоретический анализ отнюдь не сводится к прямому перенесе нию или доразвитию результатов теории нелинейно–оптических явлений на чисто дискретных переходах вещества. В этой связи появилась настоятель ная необходимость развития соответствующего теоретического формализма и разработки основных представлений и методов для описания и анализа нелинейно–оптических процессов, идущих с участием переходов в сплошной спектр состояний. Кроме того, воздействие мощного лазерного излучения на среду может приводить к изменению спектральных характеристик переходов в континуум. Главной особенностью такого радиационного изменения спек тральных свойств среды является возможность проводить их целенаправлен ным образом, т.е. фактически управлять нужными процессами.

С практической точки зрения наиболее интересными являются возможно сти управления процессами преобразования частот с целью увеличения эф фективности преобразования и устранения ряда ограничивающих процессов.

Кроме того, частотно – селективное воздействие излучением открывает новые возможности нелинейной спектроскопии малоизученных автоионизационных состояний.

Все это и определяет актуальность работы, направленной на поиск ре шения указанных вопросов. Важность такого рода работы обусловлена не только исследованием и описанием новых физических явлений, но и пред ставляет интерес для создания новых приборов, методов спектроскопии и средств воздействия излучением на вещество.

Цель и задачи работы. Основной целью работы является изучение осо бенностей нелинейно-оптических процессов на переходах между дискретны ми состояниями и континуумом, их использованию в спектроскопии вещества и для управления спектральными характеристиками переходов в сплошной спектр состояний. Исследования охватывают широкий круг явлений: мно гофотонная ионизация, нелинейное смешение частот, многофотонная спек троскопия, рассеяние излучений на связанно–свободных переходах газов и твердых тел и др. Характерной особенностью процессов является интерфе ренция переходов в континуум, которая обусловливает ряд новых свойств нелинейных явлений на связанно–свободных переходах вещества.



Научная новизна работы заключается в том, что в ней впервые единым образом проведено комплексное исследование нелинейно – оптических явле ний на переходах в континуум и автоионизационные состояния, предложен и в ряде случаев реализован метод управления спектральными характери стиками континуума в газах. Предсказаны явления значительного изменения (уменьшения или увеличения) ширин автоионизационных резонансов в полях излучений умеренной интенсивности, безынверсного усиления излучений на переходах в автоионизационные состояния, подавления многофотонной иони зации за счет генерации излучения суммарной частоты в оптически плотных средах. Впервые развит четырехмерный векторный формализм для описания взаимодействия дискретных состояний на фоне континуума, что позволило единым образом рассмотреть целый ряд различных физических явлений в оптике, нелинейной спектроскопии и физике K0 –мезонов. Проведенные ис следования получили дальнейшее экспериментально – теоретические разви тие как у нас в стране, так и за рубежом. Результаты работы достаточно широко цитируются в мире в ведущих научных изданиях: Nature 339, (1992), Physics Today 45, 17 (1992), Physics Reports 219, 175 (1992), Progress in Quantum Electronics 13, 1 (1989), Phys.Rev.Lett., Phys.Rev., УФН, ЖЭТФ, моногарафии и др. В основу диссертации положены теоретические и экспе риментальные разработки, идеи и методы, позволившие получить ряд новых результатов предсказательного характера и имеющие приоритетное значение.

На защиту выносятся следующие основные положения:

1. Взаимодействие дискретных состояний с континуумом сопровождается не только их распадом и затуханием атомного осциллятора, но и сохра нением когерентности, которая является следствием самосогласованного распада состояний в континуум. Наглядным математическим выражени ем этого служит четырехмерность векторного описания взаимодействия двух дискретных состояний на фоне континуума.

2. Воздействие лазерного излучения на переход из дискретного состояния в континуум изменяет резонансным образом спектральные характери стики смежных квантовых переходов. Форма возникающих резонансов зависит от процессов наблюдения. Изменения связанно–связанных пере ходов сопровождаются смещением их частот и уширением, тогда как на переходах в континуум возникают резонансы по форме аналогичные ав тоионизационным. Эти резонансы могут существенно влиять на оптиче скую активность сред, многофотонную ионизацию, поляризацию и угло вое распределение фотоэлектронов, нелинейные восприимчивости выс ших порядков. При этом параметры формы линии автоионизационно– подобных резонансов определяются вкладом как нерезонансных состоя ний дискретного спектра, так и континуумом.

3. Процессы фотоионизации газообразных сред в области частот автоиони зационных резонансов могут приводить к возникновению электрическо го тока, спектральная зависимость которого описывается производной по частоте от автоионизационных спектров. Такая зависимость откры вает возможность спектроскопии первой производной автоионизацион ных резонансов, позволяющей более контрастно определять асимметрию спектров.

4. Возмущение излучением переходов в автоионизационные состояния мо жет сопровождаться значительным сужением или уширением автоио низационных резонансов при энергиях взаимодействия меньших конфи гурационных, что связано с сохранением когерентности в процессе вза имодействия. Немонохроматичность лазерного излучения препятствует эффекту сужения, поэтому наблюдается только уширение резонансов.

5. При стационарном возбуждении состояний в низкотемпературной плаз ме движение населенностей на переходах в автоионизационные состоя ния под действием резонансного излучения не ограничивается извест ным эффектом насыщения. Такая особенность движения населенностей обусловливается тем, что для переходов в автоионизационные состояния вероятности поглощения и индуцированного испускания в узком спек тральном интервале не совпадают, что приводит к возможности усиле ния излучения и без инверсии населенностей. При этом принцип деталь ного равновесия выполняется только для интегральных по частотам про цессов испускания и поглощения.

6. Процессы многофотонной ионизации и нелинейного смешения частот мо гут оказывать существенное взаимовлияние. Генерация излучения сум марной частоты и нечетных порядков в газообразных средах приводит к альтернативному каналу ионизации, что в оптически плотных по сум марной частоте средах проявляется в подавлении или увеличении веро ятности многофотонной ионизации в зависимости от состава и давления примесных газов. С другой стороны многофотонная ионизация снижа ет эффективность процесса нелинейного смешения частот на переходах в дискретном спектре состояний и не изменяет интегрального по числу квантов коэффициента преобразования в процессах генерации суммар ной частоты на переходах в континуум.

7. Интерференционный характер автоионизационных спектров позволяет сочетать высокую частотную дисперсию коэффициента преломления с малой величиной поглощения при настройке частоты излучения в спек тральный интервал "окна прозрачности" уединенного или серии пере крывающихся автоионизационных резонансов. Это дает возможность управлять величиной задержки импульсов и их групповой скоростью, магнитооптическими эффектами, а также эффектами увлечения излу чений движущимися средами.

Результаты, полученные в диссертации, основываются на квантовой теории и методах нелинейной оптики, многие выводы проверяются на точно решаемых моделях и согласуются с имеющимися эксперементальными данными.

Научная и практическая значимость работы. Рассмотренные в дис сертации новые нелинейно–оптические явления расширяют возможности изу чения физических процессов в вакуумно–ультрафиолетовом (ВУФ) и мягком рентгеновском (МР) диапазонах длин волн газообразных сред и поиска но вых областей их применения. Теоретические и экспериментальные исследо вания взаимодействия дискретных состояний с континуумом и методы ана лиза таких взаимодействий могут найти и уже находят применения далеко за пределами собственно нелинейной оптики. Ряд научных выводов и поло жений непосредственно переносятся на оптику анизотропных сред, физику твердого тела и физику элементарных частиц, что и продемонстрировано в диссертации. Проведенные исследования стимулировали значительное число теоретических и экспериментальных работ по лазерному воздействию на пе реходы в сплошной спектр. Выполненный в диссертации анализ поляризаци онной спектроскопии нелинейных резонансов в континууме эксперименталь но подтверждает и позволяет существенно расширить область применения поляризационной лазерной спектроскопии.

Предсказанный эффект безынверсного усиления излучения на переходах в автоионизационное состояние может быть использован для получения ко герентного коротковолнового излучения.

Предложенный метод индуцирования узких нелинейных резонансов в про извольной области континуума может быть применен для увеличения эф фективности процессов нелинейного смешения частот, многофотонной иони зации, получения поляризованных фотоэлектронов, прецизионной спектро скопии мезоатомов. Первые эксперементальные исследования показали суще ственное влияние индуцирующего излучения на генерацию третьей гармонии и трехфотонную ионизацию в парах натрия и в ксеноне.

Проведенные исследования по резонансному радиационному управлению спектральными характеристиками переходов в континуум и автоионизацион ные состояния, изучения многофотонных процессов с участием континуума составляют основу нового научного направления нелинейной резонанс ной оптики связанно–свободных переходов вещества.

Практическая значимость работы определяется уже тем, что она является частью нелинейной резонансной оптики.

Апробация работы. Основные результаты по теме диссертации докла дывались и обсуждались: на IX (Ленинград, 1978), X (Киев, 1980), XI (Ере ван, 1982), XII (Москва, 1985), XIII (Минск, 1988г.) Международных конфе ренциях по когерентной и нелинейной оптике;

Сессии научного совета АН СССР по проблеме "Когерентная и нелинейная оптика" (Ташкент, 1979);

II Международной конференции по многофотонным процессам (Будапешт, 1980);

Международной конференции "Лазеры-80" (США, 1980);

VII (Ново сибирск, 1981) YIII (1984), IX (1987) Вавиловских конференциях по нелиней ной оптике;

X Национальной конференции по атомной спектроскопии (Тыр ново, 1982);

Всесоюзный семинар "Приборы и методы ВУФ спектроскопии.

Диагностика плазмы" ВУМА-82 (Таллин, 1982);

IY Всесоюзной конферен ции "Перестраиваемые по частоте лазеры" (Новосибирск, 1983), XIX (Томск, 1983) и XX (Киев, 1988) Всесоюзных съездах по спектроскопии;

Всесоюз ном совещании по комбинационному рассеянию света (Шушенское, 1983);

III Всесоюзном научном семинаре "Автоионизационные явления в атомах" (Москва, 1985);

III Всесоюзной конференции по спектроскопии комбинаци онного рассеяния света (Душанбе, 1986);

Всесоюзном совещании "Инверсная заселенность и генерация на переходах в атомах и молекулах" (Томск, 1986);

Всесоюзном семинаре "Резонансные нелинейные оптические процессы в га зах" (Дивногорск, 1986), Всесоюзном совещании "Применение колебатель ных спектров к исследованию неорганических и координационных соедине ний" (Шушенское, 1987);

Межведомственное совещание "Элементарные про цессы в поле лазерного излучения"(Воронеж, 1989);

IV Всесоюзной конфе ренции по спектроскопии комбинационного рассеяния света (Ужгород, 10- октября 1989г.);

IX Международной школе по когерентной оптике (Ужгород, 1989);

Международный симпозиум "Коротковолновые лазеры и их приме нения"(Самарканд, 1990);

Всесоюзном семинаре по атомной спектроскопии (Москва, 1990);

V Международная конференция по многофотонным процес сам (Париж, 1990);

Семинар "Лазерная резонансная ионизационная спек троскопия и многофотонные процессы"(Новосибирск, 1991), Третьей меж дународной конференции "Лазерные взаимодействия"(Крит, Греция, 1993), 15-й Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике и 8 й конференции "Оптика лазеров"(С.-Петербург, 1995г.);

IX Международной школе-семинаре по Люминесценции и Лазерной физике (Иркутск, 2004);

IV International Symposium on Modern Problems of Laser Physics (Новосибирск, 2004);

In ICONO/LAT 2005 (St. Petersburg, Russia, 2005);

"Фундаментальные проблемы оптики" (ФПО - 2006, Санкт - Петербург, Россия);

на научных семинарах в Китае (Харбинский технологический институт, 1995), Италии (Международный центр теоретической физики, Триест 1991) и Израиле (Ин ститут им. Вейцмана, 1996), а также на семинарах ИАиЭ СО РАН, ИХК и Г СО РАН, ИФ СО РАН, ЛГУ.

Публикация результатов диссертации. Основное содержание диссер тации отражено в монографии на русском и английском языках, 40 статьях, а также в препринтах и трудах указанных выше конференций и семинаров, перечень которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из Введения, семи глав и Заключения. Содержание работы изложено на 292 страницах машинописного текста, включая 40 рисунков, две таблицы и списка цитиро ванной литературы из 426 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении обсуждена актуальность темы, указано место диссертаци онной работы в исследованиях нелинейных явлений на связанно–свободных переходах вещества, обоснована постановка задачи диссертации и ее общая характеристика, а также изложены основные положения, выносимые на за щиту.

Глава 1 призвана дать ответы на следующие вопросы: что нового в струк туру уравнений для амплитуд вероятностей и матрицы плотности вносят взаимодействия с континуумом, каковы особенности получения этих урав нений и, наконец, каковы общие свойства их решений Анализ начинается с вопросов математического описания подробно обсуждается вывод уко роченных нестационарных уравнений. Затрагиваются недостаточно освещав шиеся прежде в литературе вопросы о применимости этих уравнений и их сопоставления со стационарным формализмом Фано. Обсуждение указанных вопросов в данной главе базируется на нестационарной теории Лисицы и Яко вленко.

Взаимодействие дискретного спектра состояний с континуумом (в том чис ле и посредством электромагнитного поля) может быть описано в рамках обычного формализма матрицы плотности, в котором состояния континуума входят равноправным образом. Однако в большинстве случаев спектральных континуумов реальных физических объектов полная система уравнений мо жет быть разделена на "быструю" и "медленную" подсистемы, что позволяет значительно упростить исходную систему уравнений путем исключения ди намических переменных, явно включающих состояния континуума. Основой для такого "укорочения" системы уравнений является наличие специфиче ски малых величин для процессов взаимодействия дискретных состояний с континуумом. В приближении релаксационных констант кинетическое урав нение приобретает вид:

d + () = i(V V + ) + Q, (1) dt где V – эффективная неэрмитовая матрица взаимодействия, которая в общем случае содержит как диагональные, так и недиагональные элементы. Такая запись уравнения (1) с неэрмитовым V достаточно общая и описывает ши рокий класс физических явлений. Q – функция возбуждения уровней;

() – релаксационная матрица, обусловленная взаимодействием только с дисси пативной системой при V 0 (радиационная спонтанная релаксация, столк новения). Таким образом в уравнении (1) учтен целый ряд релаксационных процессов: радиационное уширение, уширение столкновениями в модели ре лаксационных констант, ионизационное уширение (диагональные элементы антиэрмитовой части V ).

Замечательной особенностью системы (1) является то, что она описывает взаимодействие между собой только дискретных состояний, но посредством эффективной неэрмитовой матрицы взаимодействия V. В общем случае V можно разложить на эрмитовую G и антиэрмитовую части, т.е. V = Gi.





Формализм матрицы плотности позволяет проследить такой нетривиальный факт, что неэрмитовость связана не только с возможностью распада дискрет ных состояний в континуум, но и с когерентностью их распадов, обязанной недиагональным элементам матрицы. Действительно, вычисление шпура от обеих частей (1) и приравнивание его к нулю не устраняет неэрмитовости V. Таким образом, если диагональные элементы описывают релаксацию со стояний по отношению к переходам в континуум (ионизационное уширение), то наличие недиагональных элементов означает, что релаксация отдельных уровней оказывается связанной с другими. Такая специфика самосогласо ванного уширения приводит к ряду существенных особенностей во взаимо действии дискретных состояний с континуумом, которые подробно рассмат риваются в последующих главах.

Укороченных уравнений (1) достаточно для определения таких наблюда емых величин, как вероятность ионизации в единицу времени W и скорость ухода из некоторого дискретного состояния k в континуум Wk и другие.

Простейшей моделью нелинейно–оптического взаимодействия электромаг нитного излучения с переходами в континуум является двухуровневое при ближение, когда частота излучения близка к переходу между двумя выделен ными энергетическими состояниями вещества, которые могут распадаться в континуум. Представление о двухуровневой системе в силу ее простоты поз воляет анализировать обширный класс физических явлений даже и в том слу чае, когда систему двух уровней нельзя считать строго замкнутой. Известно, что двухуровневой системе в оптике можно сопоставить простую и нагляд ную векторную модель. При этом задача о резонансном взаимодействии мо нохроматического поля со средой сводится к исследованию процессии вектора "псевдоспина" в "энергетическом пространстве". Однако при учете процессов релаксации область применимости указанной модели ограничена. Особенно наглядно ограниченность "трехмерного" векторного описания проявляется в случае взаимодействия посредством излучения двух дискретных состояний на фоне непрерывного спектра. Незамкнутость двухуровневой системы при водит к необходимости четырехмерного описания. Для двух состояний 1 и 2 кинетическому уравнению (1) можно сопоставить уравнение для четырех вектора aµ = (a0, a), компоненты которого связаны с матрицей плотности соотношениями:

1 = µ aµ = a0 a, a0 = Sp, a = Sp, 2 где –матрицы Паули. Величина a0 в общем случае является независимой переменной.

Тогда уравнение (1) представляется в четырехмерном виде, инвариантном относительно лоренцевских преобразований "энергетического пространства":

dµ a + µ a = F µ a + f µ, (2) dt где индексы µ, пробегают значения 0, 1, 2, 3;

f µ = (f0, f ) – четырехвектор возбуждения уровней. В отсутствие передачи когерентности f0 = (1/2)(Q1 + Q2 ), f3 = (1/2)(Q2 Q1 ). В явном виде µ и F µ представляются 4 матрицами. Тензор релаксации µ – симметричный, а F µ – антисиммет ричный. Как всякий антисимметричный 4–тензор F µ может быть выражен через компоненты двух "трехмерных" векторов: F µ = (d, h). Уравнение (2) для 4–вектора псевдоспина в предельных случаях ("трехмерные" преде лы) сводится к уравнению Френкеля для релятивистского спина в электри ческом и магнитном полях, к оптическому уравнению Блоха и к уравнению Ландау–Лифшица для намагниченности ферромагнитного образца. В ситуа ции, когда доминирует радиационное и ионизационное уширения переходов, найдено и проанализировано точное решение четырехмерного уравнения. В общем случае дефазирующих столкновений построено квазистационарное ре шение и указана область его применимости.

Завершающий Главу 1 раздел посвящен исследованию квазиэнергетиче ских состояний (КЭС) на фоне непрерывного спектра. Особое внимание уде лено анализу неортонормированности КЭС и их трансформационным свой ствам в эффективном пространстве. Рассмотрены проявления неортонорми рованности КЭС в процессах ионизации и энергетическом распределении фо тоэлектронов. Четырехмерный векторный формализм выявил Лоренц – ин вариантность КЭС в энергетическом пространстве, что позволило указать общие условия неортонормированности КЭС, упростить и унифицировать математические правила использования таких состояний, а также построить ортогональный набор четырехкомпонентных КЭС типа биспиноров Дирака.

Полученные общие закономерности конкретизируются в последующих гла вах при анализе нелинейно–оптических явлений и на ряде других физических объектах.

Глава 2 посвящена теоретическому и экспериментальному исследованиям нелинейных резонансов в континууме, возникающих под действием электро магнитной волны, резонансной переходу из дискретного состояния в конти нуум. В результате такого воздействия изменяются спектральные характе ристики смежных атомных переходов, что может приводить к резонансному изменению фотопоглощения, оптической активности среды, процессов нели нейного смешения частот, одно- и многофотонной ионизации, а также угло вого распределения и поляризации фотоэлектронов. При этом в ряде случаев форма нелинейных резонансов оказывается полностью аналогичной автоио низационным резонанасам. Возможность такой аналогии связана со следую щим. При воздействии на среду излучением частоты, резонансной переходу между возбужденным дискретным состоянием n и состояниями непрерывно го спектра, в компаунд системе "атом+излучение" уровень n оказывается на фоне континуума. Поэтому формально применима теория автоионизаци онных состояний. Аналогичный подход возможен и в методе пробного из лучения. В отсутствие индуцирующего излучения спектр поглощения или ионизации под действием пробного излучения частоты 0, резонансной пере ходу из основного состояния g в континуум, представляет плавную кривую в соответствии с плавным изменением сил осциллятора переходов в контину ум. Включение индуцирующего излучения с амплитудой поля E приводит к изменению характеристик смежного перехода в континуум. В рамках теории возмущений по E изменение спектра смежного перехода объясняется возник новением двухфотонных преходов с уровня g на уровень n, когда пробное излучение поглощается, а излучение на частоте испускается. В результате интегральное по углам вылета и поляризации электронов сечение ионизации (0 ) определяется двумя каналами перехода атома с уровня g в континуум:

одноступенчатой ионизацией атомов только за счет пробного поля частоты и трехфотонной ионизацией, обусловленной двухквантовым заселением уров ня n и последующей однофотонной ионизацией под действием поля частоты. Интерференция двух каналов ионизации и приводит к характерному ре зонансу типа Бетлера–Фано. В общем случае сильных индуцирующих полей становятся важными процессы высших порядков, связанные с испусканием и поглощением нескольких фотонов частоты. Тогда появление резонанса в континууме интерпретируется как возникновение квазиуровня на частоте r = n + + nn, обусловленного смешением дискретного уровня n с кон тинуумом под действием поля E и с учетом полевого сдвига nn. При этом форма нелинейного резонанса оказывается аналогичной автоионизационному резонансу на частоте r.

Экспериментальное исследование нелинейных резонансов в континууме затруднено в основном по двум причинам. Во-первых, малые значения по казателей поглощения на переходах в континуум обусловливают необходи мость использования протяженных газообразных сред с относительно вы соким давлением газа. Во-вторых, достаточно трудно обеспечить высокую интенсивность лазерного излучения на всей длине среды. В связи с этим по ляризационный метод спектроскопии развит на переходы в сплошной спектр состояний. При феноменологическом подходе индуцирующее излучение по ляризации e приводит к появлению нелинейной добавки к линейной воспри имчивости пробного излучения поляризации e0 :

NL k (0, )|(e e0 )k |2, = (3) k= где (e e0 )k – тензорное произведение комплексных поляризаций ранга k, величины k (0, ) зависят от интенсивности индуцирующего излучения. В результате восприимчивости нормальных волн пробного излучения оказыва ются различными, и поляризация пробного излучения изменяется при рас пространении в среде.

Разработана методика измерений, позволяющая определять разность вос приимчивостей для линейно – поляризованной пробной волны в присутствие циркулярно – поляризованного индуцирующего излучения при изменении его поляризации на противоположную. Использовались схема переходов атомов цезия Рис. 1.

Эксперимент состоял в следующем. Сильное циркулярно–поляризованное излучение первой гармоники неодимового лазера на гранате, сме шивая состояние 8S1/2 с состояниями контину- = 1.06 мкм ума, возмущает смежный переход из основного 5/ 7d 3/ состояния 6S1/2 и приводит к повороту плоско- 7d сти поляризации линейно–поляризованного на 0 = 297 nm 1/ 8s входе в кювету с парами цезия пробного излу чения. В качестве пробного излучения исполь зовалась вторая гармоника излучения лазера на красителе родамин B.

Получена экспериментальная зависимость 1/ 6s угла поворота от частоты пробного излучения при давлении паров цезия около 5 тор и ин- Рис. 1. Схема переходов тенсивности сильного излучения порядка 108 атомов цезия.

Вт/см2. При этих значениях зависимость угла поворота от интенсивности сильного поля еще носила линейный характер. Максимальное значение уг ла поворота соответствовало условиям, когда разность частот пробного и сильного излучений была близка к частоте перехода 6S1/2 8S1/2. Аналогич ные исследования выполнены и для перехода 6S1/2 7D3/2, 5/2. Максимальное значение угла поворота в экспериментальных условиях достигало 7, 2 · рад. Зависимость угла поворота от частоты согласуется с развитой теорией.

Обработка экспериментальных данных позволила найти параметры контура нелинейного резонанса, а также оценить максимальное значение уменьше ния сечения поглощения, которое составляло в условиях эксперимента 10%, а максимальное значение увеличения 500%.

Рис. 2. Лазерно индуцированный поляризационный резонанс в сплошном спектре атомов цезия.

Представлена зависимость угла поворота плоскости поляризации пробного излучения (в единицах первоначального угла приоткры тия поляризатора 0 ) как функция отстройки частоты 0 в области частот 0 8s1/2 6s1/2.

Основные результаты эксперимента состоят в следующем. Тестовые экспе рименты для линейно и колинеарно поляризованного сильного излучения, но в области далекой от резонанса, а также в отсутствие паров цезия, в пределах ошибки измерения показали отсутствие сигнала поворота. При этом прини мались специальные меры для устранения побочных источников поворота и для их учета с помощью канала сравнения.

Эти меры позволили довести чувствительность установки при измерении угла поворота до величины (5 7) · 104 рад. При давлении паров цезия около 5 тор, начальном угле поворота анализатора 0 = 5 · 103 рад., степе ни поляризации исходного пробного излучения порядка 104 и спектральной ширине излучений 0, 2 см1 экспериментальная зависимость угла поворота от частоты пробного поля приведена на Рис. 2.

Каждая экспериментальная точка получена усреднением по 640 импуль сам сильного поля. Исследование зависимости угла поворота от интенсивно сти сильного поля выявило линейную зависимость в области интенсивностей порядка 108 Вт/см2, которые обеспечивал лазер. Максимальное значение угла поворота в указанных условиях достигало 7, 2 · 103 рад.

Особый интерес для нелинейной оптики представляет возможность управ ления процессами нелинейного преобразования частот в коротковолновую об ласть спектра путем индуцирования нелинейных резонансов в континууме газообразных сред.

В этой связи выполнен цикл совместных с Софийским университетом (Бол гария) экспериментально – теоретических исследований проявления индуци рованных резонансов в континууме в многофотонных процессах. Экспери ментально управление нелинейной восприимчивостью было осуществлено в парах натрия при утроении частоты лазера на красителе родамин 6Ж при одновременном воздействии на среду мощного излучения на частоте второй гармоники неодимового лазера на стекле. Эксперимент состоял в утроении частоты излучения 1 лазера на красителе родамин 6Ж в парах натрия при одновременном воздействии на среду мощного излучения на частоте второй гармоники неодимового лазера на стекле (Рис. 3). Исследовалось появление резонанса в области 31 5s +, где 5s = 5s – энергия уровня 5s атома натрия.

Форма линии генерации как функция сум марной частоты представлена в виде, удобном для сравнения с экспериментом:

+ Q)2 + A (3) (x (3) |0 +r |2 f (x) |0 | I(s ) = f (x), 1 + x где x = (s )/ – нормированная отстройка частоты s от частоты резонанса в континууме, приведенная к ширине этого резонанса ;

Q (qlg + qln qng + qlg qln qng )(1 + qng )1 ;

A (qng qlg + qng qln qlg qln )(1 + qng )1 1;

Величина определяется отношением соот ветствующих интегралов перекрытия волновых функций и может изменяться от нуля до еди ницы. Когда уровни n, l, g, вовлеченные в про цесс, взаимодействуют только с одним общим Рис. 3. Схема энергети состоянием континуума, то = 1, а относи- ческих уровней атома на тельный вклад r определяется только интен- трия.

сивностью излучения I. Для достижения наибольшего эффекта индуцирова ния требуются такие интенсивности I, чтобы параметр был максимален.

Оценки характерных параметров показывают, что требуется интенсивность I 106 109 Вт/см2. Функция f (x) – интеграл волнового синхронизма с учетом вклада каскадных процессов, приводящих к резонансной зависимо сти показателей поглощения (s ) и преломления n(s ) для генерируемого излучения на частоте s. Если вкладом указанных процессов можно пре небречь, то зависимость I(s ) определяется только дисперсией нелинейной восприимчивости. При этом параметры Q и A характеризуют форму линии нелинейного резонанса, которая в общем случае имеет максимум и минимум.

Экспериментальная зависимость мощности I(s ) |(3) (s )|2 генерации третьей гармоники от частоты (Рис. 4) имеет вид асимметричного резонанса с максимумом при s 52077, 79см1, что подтверждает участие уровня 5s в нелинейном процессе. Экспериментально наблюдалось увеличение мощно сти генерации в максимуме в 18 раз. Анализ схемы переходов атома натрия (Рис. 3) с учетом распределения сил осцилляторов и выходов из резонансов показывает, что основной вклад в восприимчивость в качестве состояния m дает уровень 3p, а в качестве состояния n состояние 4d (вклад состояния 4d приблизительно на порядок превосходит вклады других уровней). Таким об разом, для оценки сумм в числителях характерных параметров формы линии генерации qij оказалось достаточным ограничиться квазидвухфотонным ре зонансом с уровнем 4d. Суммирование же по состояниям ap дискретного спек тра (a = 3 7) быстро сходится. Тогда, в пренебрежении интегрированием по континууму, получены значения: |qng | 3,4, |qlg | 0,3 0,4, qln 464.

Рис. 4. Автоионизационно - подоб ный резонанс в генерации третьей гармоники. Сплошная кривая про ведена по теоретической формуле методом наименьших квадратов.

Радиальные матричные элементы для переходов между дискретными со стояниями 4d, 5s и континуумом вычислялись по методу квантового дефекта.

Матричный элемент 3s R p оценивался из известного экспериментального значения сечения ионизации 3s = 2 · 1020 см2, так как область непрерывного спектра с 190 нм соответствует купперовскому минимуму, где существе нен учет спин–орбитального взаимодействия в континууме, и поэтому расчет по методу квантового дефекта встречает трудности.

Из сопоставления теоретической формулы с экспериментальной зависимо стью (Рис. 4) следует, что типичное значение ширины нелинейного резонанса составляет 0,44 см1. Это значение превосходит ширины спектров излу чений лазера на красителе и второй гармоники ( 0,1см1 ). При пико вой мощности излучения второй гармоники в отдельном импульсе W Вт, интенсивность индуцирующего излучения I 109 Вт/см2. Расчет, вы полненный по методу квантового дефекта, дает величину сечения иониза ции с уровня 5s 5s 2,3 · 1018 см2. Используя это значение, получаем ll 2,8I(Вт/см2 ) = 2,8 · 109 c1. Оценка для qll дает qll 10 12. Отсю да следует, что, по-видимому, основным механизмом уширения нелинейного резонанса является флуктуация светоиндуцированного сдвига уровня l:

1 + qll (2,8 3,4) · 1010 c1 0,2 см1 ;

ll При этом 0,15.

Оценка вклада каскадных процессов в генерацию излучения суммарной частоты основывалась на том, что максимальное полевое изменение показа теля поглощения:

[(s ) 0 ]/0 = lg qlg 2 · 1, где 0 – невозмущенный показатель поглощения;

lg | l |g |2 = 1. А мак симальное полевое изменение волнового вектора ks излучения на суммарной частоте s составляет величину :

(0 /2)lg (1 + |qlg |)2.

Как показывает расчет, эта добавка по крайней мере в 103 раз меньше разно сти невозмущенных волновых векторов излучений ks 3k1. Таким образом, частотной зависимостью интеграла синхронизма можно пренебречь.

С учетом того, что |qln | |qlg |, |qng |, выражения для Q и A можно упро стить:

2 Q qln (1 + qlg qng )/(1 + qng ), A + 1 qln (qng qlg )/(1 + qng ).

Оценка параметра Q затруднена, так как он оказался очень критичным к произведению qlg qng. Грубая оценка дает qlg qng (1 1,3). Для совпадения с экспериментом (Q 0) при qln 0 необходимо, чтобы это произведение было либо положительным, либо по модулю меньше единицы. Оценка A2 дает A2 1.

Для совпадения с экспериментом необходимо, чтобы A2 = 15,4, Q = 1,63, что качественно согласуется с теоретическими оценками. При интенсивности индуцирующего излучения I 109 Вт/см2 увеличение мощности генерации в максимуме резонанса составляло 18 раз. Выбор других схем переходов, для которых |Q| 1, позволит получить бльший выигрыш.

о Расчет параметров для экспериментальной схемы переходов выявил ряд аномально больших составных матричных элементов переходов, что позволи ло провести впервые наблюдение индуцированных резонансов в континууме методом поляризационной спектроскопии нелинейной восприимчивости пя того порядка.

Применение циркулярно–поляризованного индуцирущего излучения при водит к оптической анизотропии нелинейных восприимчивостей высших по рядков. Применительно к экспериментальной ситуации в парах натрия инду цированные резонансы в коэффициентах поглощения и преломления в обла сти частот основного излучения лазера на красителе появляются в нелиней ности пятого порядка по E1.

Для определения поляризационной анизотропии ячейка с парами натрия помещалась между двумя скрещенными призмами Глана. Для увеличения чувствительности аппаратуры и определения знака поляризационных эф фектов вторая призма Глана (после кюветы с натрием) поворачивалась на фиксированный угол 0 = 4 6 мрад относительно положения минимального пропускания. Измерялась величина = (F1 F0 )/F0 в зависимости от часто ты излучения лазера на красителе. Здесь F0 – величина сигнала детектора в присутствие индуцирующего излучения, но вне резонанса;

F1 – величина сигнала в области трехфотонного резонанса с индуцированным в контину уме квазиуровнем. Оценка (5) |(5) |/N, где N –плотность паров натрия, выполнялась с учетом экспериментально известного сечения трехфотонной ионизации 3 = 3 · 1075 см6 с2. Расчетное значение (5) приблизительно в 106 раз превосходит типичное значение в отсутствие нелинейного резонанса в континууме. Экспериментально этот вывод подтвердился. Для зависимости от частоты найдена формула F1 x+b = 1 = 0 (1, ), (4) I1 [(0 + N R )2 + a2 ] 1 + x где 0 (1, )–медленно зависящий от частот параметр, b–параметр асиммет рии кривой, выражающийся через атомные характеристики и параметры сре ды.

Обработка экспериментальных данных методом наименьших квадратов по формуле (4) дала: b = 0, 352;

= 0, 41 см1, что совпадает с характер ной шириной резонанса в генерации третьей гармоники. Исходя из данного значения параметра асимметрии было получено значение (5) |(5) |/N = c2 |эфф. |I1 /64 2 1,9 · 1037 ед. СГСЭ, что по порядку величины совпадает с теоретической оценкой. Таким образом, индуцированные резонансы в конти нууме для одной и той же схемы переходов по-разному проявляются в гене рации третьей гармоники и в нелинейной восприимчивости пятого порядка.

Проведено также исследование проявления индуцированных дополнитель ным лазерным излучением резонансов в спектрах многофотонной ионизации.

Особенностью процессов многофотонной ионизации в полях излучений двух длин волн является наличие нескольких каналов ионизации, что при реги страции суммарного тока требует выполнения определеных условий для на блюдения резонансного сигнала. Выделены два необходимых ограничения на интенсивности излучений, связанные с условиями превышения резонансного сигнала над нерезонансным фоном и с квазистационарностью (спектроско пическим пределом) процесса ионизации. На основе развитой теории анали зируются имеющиеся экспериментальные данные.

Третья глава посвящена многофотонным методам исследования автоио низационных резонансов (АР) атомов и молекул. Применение методов много фотонной ионизации и нелинейного смешения частот позволяет обнаружить новые автоионизационные резонансы и получить дополнительную информа цию об исследованных АР методом линейной спектроскопии. Форма АР для одного и того же автоионизационного уровня, как правило, оказывается зави сящей от того, с какого уровня дискретного спектра он наблюдается и каков механизм процесса этого наблюдения. Поэтому многофотонные процессы со держат большую информацию об АР и позволяют исследовать состояния, недоступные в силу правил отбора методам линейной спектроскопии.

В случае многофотонной ионизации поглощение K фотонов излучения приводит к переходу атома из основного состояния g в автоионизационное, безызлучательно распадающееся в континуум за счет конфигурационного взаимодействия. Кроме того, возможно прямое многофотонное поглощение в континуум. В результате интерференции каналов распада спектр ионизации как функция частоты излучений будет иметь характерную асимметричную форму. При этом с точки зрения спектроскопии уровня оказывается суще ственным наличие многофотонных резонансов в дискретном спектре. Если существует (K 1)–фотонный резонанс с некоторым дискретным уровнем n, то было показано, что выражение для спектра АР имеет вид аналогич ный спектру АР в линейной спектроскопии. Однако параметры контура ли нии АР оказываются зависящими от характеристик возбужденного уровня n. Рассмотрен также случай, когда в ионизацию дает вклад большое чис ло промежуточных состояний. Параметры контура линии в этом случае уже определяются составными матричными элементами, зависящими от частот излучений и выбора схемы переходов, и поэтому они теряют фундаменталь ный смысл.

В отличие от многофотонной ионизации двухфотонное поглощение не свя зано с регистрацией продуктов ионизации и не требует применения атомных пучков. Спектр поглощения слабого пробного излучения на частоте 0 в при сутствии мощного излучения с частотой, близкой к частоте перехода между возбужденным незаселенным уровнем n и автоионизационным, содержит резонансную полевую добавку. Так же как и в многофотонной ионизации, спектр дает информацию о параметрах АР относительно возбужденного со стояния.

Использование поляризационных особенностей двухфотонного поглоще ния значительно расширяет возможности метода. Воздействие циркулярно поляризованного излучения на частоте приводит к резонансной оптической анизотропии среды для линейно–поляризованного излучения на частоте 0.

В результате этого плоскость поляризации излучения поворачивается и воз никает его эллиптичность. Дисперсия угла поворота и степени эллиптичности содержит информацию о форме и положении АР, что открывает возможности высокочувствительной спектроскопии АР переносом информации в видимый диапазон.

Нелинейные процессы типа a = 1 +2 3 и a = 31 +2 3 зависят от промежуточных резонансов и могут быть использованы для спектроскопии (Рис. 5). В случае промежуточных АР спектр генерируемого излучения, опре деляемый квадратом модуля нелинейной восприимчивости (a ), содержит все характеристики АР. Для сравнения с экспериментом может оказаться удобной параметризация контура АР в мощности генерации на разностной частоте в виде:

(x x2 ) (3) I(a ) 0 1 |Q/x2 | + |Q/x2 | = 1 + x 2 (x x2 ) = |d | + |a |. (5) 1 + x (3) где 0 – нелинейная восприимчивость в отсутствие автоионизационного уров Рис. 5. Схемы нелинейных процессов вычитания частот с промежуточным автоионизационным уровнем.

ня или при большой отстройке частот от резонанса с ним;

a и d –резонансная и нерезонансная части восприимчивости, x–нормированная отстройка суммы частот от промежуточного резонанса с автоионизационным состоянием;

ве личина Q определяется комбинацией фундаментальных параметров АР, а x2 –величиной асимметрии АР. Такая запись I(a ) полностью аналогична за висимости фотопоглощения вблизи резонанса с автоионизационным уровнем, поэтому справедливы все методы анализа таких контуров. Например, из экс периментальной кривой можно определить характерную ширину резонанса (g + ), положение (g + ), а также Q, K, |d |2 и |a |2.

Кроме того, условия волнового синхронизма оказываются независящими от параметров АР, что значительно облегчает наблюдение спектра. Можно показать, что для шестифотонного процесса (Рис. 5б) зависимость мощности генерации от частоты будет иметь такой же вид при трехфотонном резонансе с переходом ng.

Измерение параметров асимметрии автоионизационных резонансов (АР) является одной из важнейших задач их спектроскопии. В настоящее время значительные успехи достигнуты в изучении автоионизационных состояний методами многофотонной ионизации атомов. Однако разрешающая точность экспериментальных результатов часто оказывается такова, что трудно сде лать количественный вывод о степени асимметрии. Особенно это касается узких интенсивных АР, имеющих важное значение для лазерного разделе ния изотопов.

Следующий раздел посвящен анализу одного из способов спектроскопии первой производной автоионизационных спектров. Известно, что спектраль ная производная позволяет более точно и контрастно производить измерения тонких структур спектров и их асимметрии. Однако на пути реализации это го метода возникают значительные технические трудности. Предлагаемый же здесь метод основывается на прямом измерении первой производной спектров АР в газовой ячейке путем регистрации ионного тока при фотоионизации без привлечения дополнительных электронных устройств и модуляции частоты лазерных излучений. Это оказывается возможным из-за различия вероятно стей ионизации атомов, двигающихся с тепловыми скоростями v и v отно сительно волнового вектора излучений.

Особенность ионизации через резонансное автоионизационное состояние состоит в том, что характерная полуширина автоионизационного резонанса a как правило значительно превосходит характерную доплеровскую шири ну. Однако и в этом случае возможна асимметрия направлений движения ионов из-за различия вероятностей фотоионизации в области АР для ато мов, движущихся с проекциями скоростей v и v на направление волнового вектора k излучения. Учет теплового движения осуществляется введением в формулу Фано доплеровского смещения частоты kv.

В бесстолкновительной ситуации, когда фотоэлектроны вылетают прак тически перпендикулярно волновому вектору излучения и быстро уходят на боковые стенки, электрический ток обусловлен только движением ионов. В плоской геометрии электродов и в пренебрежении влиянием объемных заря дов величина тока дается выражением:

elSN dve(v/) [W (v) W (v)], v I= (6) v где l – расстояние между электродами;

S – поперечное сечение;

W (v) – ве роятность ионизации в единицу времени;

v – проекция скорости атомов на направление волнового вектора;

N – концентрация атомов.

Если a k, то в первом неисчезающем порядке по k/a имеем:

v v k W v I = elSN, (7) т.е. электрический ток I пропорционален производной от спектральной линии ионизации. Это общий вывод для линий с однородной шириной, превосходя щей доплеровскую. Для автоионизационных резонансов из формулы Фано получаем:

k 2 (q + x)(qx 1) v I = 2elSN W0. (8) (1 + x2 ) a Если ионы испытывают столкновения в собственном газе с транспортной частотой, то плотность электрического тока j определяется выражением:

+ k W v j = eN dvvW (v) eN v. (9) Транспортная частота связана с подвижностью µ ионов массы M соотно шением = e/µM.

Эффективность преобразования излучения в электрический ток сигнала можно охарактеризовать коэффициентом = I/P, где I – ток выраженный в мкA, а P – мощность излучения в Вт. Согласно (7) имеем:

k v 1 W (мкА/Вт) 103 0 l(нм). (10) W Здесь 0 l – коэффициент поглощения излучения на длине среды l;

0 и W – показатель поглощения и вероятность ионизации на крыльях резонанса;

– длина волны излучения в нм. В столкновительных условиях значение снижается приблизительно в отношение сечений ионизации i и столкновений ст. при ст. N l 1.

В четвертой главе анализируются возможности воздействия излучения ми и концентрацией среды на автоионизационные спектры. Основное внима ние сосредоточено на исследовании изменения характеристик автоионизаци онных резонансов под действием мощного лазерного излучения, резонансно го переходу между состояниями дискретного спектра и автоионизационного.

Главный вопрос, который при этом возникает, заключается в следующем: ка кие интенсивности излучений и процессы наблюдения требуются? Согласно сложившимся представлениям о возмущении излучением чисто дискретных спектров возмущение существенно только тогда, когда энергия взаимодей ствия излучения с атомом Ed (E – амплитуда поля излучения, d – дипольный момент перехода в атоме) сравнима с характерными ширинами дискретных уровней или переходов. Однако автоионизационные состояния уширены кон фигурационным взаимодействием, которое в большинстве случаев обуслов лено электростатическим взаимодействием электронов. Поэтому прямое рас пространение теории нелинейных явлений в дискретном спектре состояний на автоионизационные уровни приводит к необходимости использования излуче ний с напряженностью поля сравнимой с внутриатомной. Однако оказалось, что такой вывод является неверным. Модельные исследования возмущения автоионизационных резонансов в процессах нелинейного смешения частот, в спектрах многофотонной ионизации и оптической восприимчивости веще ства на основе кинетических уравнений (1) из главы 1 показали возможность существенного сдвига и изменения ширины (сужения или уширения) АР в полях излучений с напряженностью поля много меньших внутриатомных. В случае двухфотонной ионизации атома под действием излучений с частотами и 1 (где сумма частот + 1 близка к частоте перехода между основным состоянием g и автоионизационным ) для спектра ионизации как функции при некотором фиксированным значением 1 получено выражение:

(x + qn )2 + (1 ) () = =, (11) (x )2 + (1 ) n nn где x–нормированная на ширину резонанса отстройка суммы + 1 от часто ты двухфотонного перехода g;

qn –параметр Фано контура линии АР отно сительно квазирезонансного промежуточного уровня n;

1–характеризует вклад таких неинтерферирующих каналов распада автоионизационного уров ня, как спонтанная излучательная релаксация и полевой переход в вышеле жащие состояния континуума. n и nn сечение ионизации с уровня n и его относительная заселенность в отсутствие АР. Величина W0 характеризует скорость двухфотонной ионизации в отсутствие автоионизационного состоя ния. Сдвиг и изменение ширины резонанса зависят от интенсивности мощного излучения частоты и отстройки от промежуточного резонанса с уровнем n.

Анализ (11) показал, что при некотором значении 1 возможно значитель ное сужение и сдвиг спектра АР при интенсивностях излучения на частоте порядка 106 108 Вт/см2 (Рис. 6).

Рис. 6. Сужение и сдвиг авто ионизационного резонанса в спек тре многофотонной ионизации с ростом интенсивности излучения.

qn = 3, (1 ) = 102 ;

1 – n = 0;

2 – n = 0, 5;

3 – n = 0, 9.

Физической причиной изменения формы АР является самосогласованность распада состояний n и в поле излучения, описываемой недиагональным элементом n антиэрмитовой части эффективной матрицы Vn. Кроме рас пада состояния со скоростью существует и приход в это состояние со скоростью |n |2 /nn (где nn –ионизационное уширение уровня n). Разность указанных скоростей связана с неинтереферирующими каналами, и поэто му ширина спектра может быть много меньшей автоионизационной, т.е..

Формально, наиболее близким физическим процессом такого типа являестя коллапс спектральных структур при неадиабатических столкновениях моле кул.

При анализе возможностей экспериментального наблюдения эффекта суже ния возникает вопрос о роли немонохроматичности лазерных излучений. В модели марковского стационарного шума проведен учет стохастических свойств лазерного излучения. Показано, что немонохроматичность излучения пре пятствует наблюдению эффекта сужения. Существующие эксперименталь ные данные подтверждают этот вывод.

Впервые эффект уширения и сдвига автоионизационных резонансов экс периментально был обнаружен в работе проф. Велге (K.H. Welge) с сотруд никами в трехфотонной ионизации пучка атомов стронция. Обработка экспе риментальных данных показала, что характерная ширина автоионизацион ных резонансов, отвечающих уровням 4d7p, 4d4f и 6s5p, изменялась более чем в 10 раз при варьировании интенсивности лазерного излучения в преде лах I 109 1010 Вт/см2. Такое значительное изменение спектра не может быть объяснено простым увеличением вероятности ионизации и полностью укладывается в рамки изложенной теории. Дальнейшие экспериментальные исследования в пучках атомов бария также показали существенное измене ние ширин автоионизационных резонансов с ростом интенсивности излуче ний. Так, в работах проф. Кука (W.E. Cooke) с сотрудниками наблюдалось более чем десятикратное изменение ширины автоионизационных резонансов ридберговской серии 6s20s 1S0 6P1/2 ns атомов бария при изменении интен сивности излучения в пределах от I = 0,36 · 103 Вт/см2 до I = 29 · Вт/см2. Столь относительно низкие значения интенсивности также подтвер ждают теорию. Во всех известных экспериментальных работах наблюдалось только уширение резонансов. Это полностью согласуется с выводами о ра дикальной роли стохастических свойств мощных индуцирующих излучений, применявшихся в экспериментах. Применение одномодовых и более монохро матичных излучений по-видимому позволит наблюдать и эффект сужения автоионизационных резонансов.

Другой аспект исследований связан с изучением заселения автоионизаци онных состояний под действием резонансных излучений. Эти вопросы пред ставляют интерес как с точки зрения перспектив создания коротковолновых лазеров, рабочими уровнями которого являются автоионизационные состоя ния, так и в связи с развитием методов оптогальванической спектроскопии АР.

В модели релаксационных констант рассмотрено поглощение (усиление) излучений на переходах в автоионизационные состояния в условиях стаци онарного заселения уровней в низкотемпературной плазме. Для показателя однофотонного поглощения получено выражение:

(x + q)2 k(1 + q 2 ) () = 0 1 a + a, (12) 1 + x где 0 = 0 Nn / – полный нерезонансный показатель поглощения излуче ния вне области автоионизационного резонанса;

x–нормированная отстройка частоты излучения, безразмерная величина a 2 1 учитывает от носительный вклад нерезонансного поглощения с заселенных уровней;

2 – параметр перекрытия каналов Фано, –учитывает вклад спонтанного и удар ного уширений уровней;

q–параметр формы линии АР;

величина характе ризует относительный вклад нерезонансного поглощения в ();

k N /Nn – отношение населенностей верхнего и нижнего уровней. Из (12) следует, что при x = qa поглощение изменяет знак для соотношения населенностей k, удовлетворяющего условию:

k (1 a)(1 + aq 2 )/a(1 + q 2 ). (13) При a 1/2 значение k 1 удовлетворяет условию (13) для произвольных величин q, т.е. усиление излучения возможно даже и при N Nn. На Рис. Рис. 7. Спектр поглощения на пе реходе в автоионизационное состо яние для ряда значений его засе ленности (q = 2, 2 = 1). 1. k = 0, 2. k = 0, 2, 3. k = 0, 4.

показано изменение спектра поглощения с увеличением населенности АИС при нескольких значениях k. Выражение (12) показывает, что для автоиони зационных состояний определяющим является не разность населенностей, а их отношение. В случае атомов гелия для переходов из основного состояния в автоионизационное 2s2p 2 = 1, q = 2, 8, 1, 2 · 1013 c1, и воз можность усиления определяется только величиной, т.е. нерезонансным поглощением и ударным уширением перехода n при заселении уровней и n. Для атомов аргона 2 равно 0, 86, и следовательно k должно превышать значение 0,14. Анализ показал, что аналогичные особенности поглощения и усиления должны проявляться и в области лазерно–индуцированных резо нансов в континууме, рассмотренных в Главе 2.

В отличие от состояний в дискретном спектре энергий понятие населенно сти автоионизационных уровней неоднозначно и тесно связано с процессами возбуждения, которые приготавливают систему в том или ином состоянии.

Особенно важно выяснение этого вопроса в случае переходов в ридбергов скую серию автоионизационных состояний, когда теряет смысл понятие за селенности отдельного состояния. Поэтому проведен анализ особенности по глощения и стимулированного испускания автоионизационных состояний в зависимости от характера процессов их возбуждения. Показано, что фор ма спектра стимулированного испускания ридберговской серией может зна чительно отличаться от спектра поглощения. При этом усиление излучения оказывается сильно зависящим от таких характеристик механизмов заселе ния, как их длительность и спектральная ширина.

Предыдущий анализ показал существенную специфику взаимодействия АИС с полями излучений. В этой связи представляют интерес исследова ния общих свойств квазидвухуровневых систем с точки зрения теории ква зиэнергетических состояний. Для квантовых систем, взаимодействующих с электромагнитным полем, часто оказывается полезным введение понятия о квазиэнергетических состояниях (КЭС). КЭС двухуровневой системы доста точно подробно изучены и позволяют проводить наглядный анализ различ ных нелинейно–оптических явлений. В отсутствие релаксации КЭС обладают свойствами ортогональности и полноты и поэтому аналогичны стационарным состояниям атома. Однако при учете различных релаксационных процессов (спонтанная излучательная релаксация, столкновения, ионизация и т.д.) на бор КЭС атома в поле излучения оказывается неортогональным и не обладает полнотой. В этом случае затруднена классификация КЭС по определенным квантовым числам и нарушаются правила отбора по ним. Тем не менее, ис пользование КЭС целесообразно в тех случаях, когда можно указать малость нарушения ортонормированности. Более радикальный подход состоит в вос становлении свойств ортонормированности КЭС и при учете релаксации. Так в ряде случаев предложено вводить дополнительный набор КЭС такой, что бы выполнялось условие биортогональности. С математической точки зрения введение дополнительного набора КЭС в носит скорее искусственный харак тер и требует специальных правил обращения с ним. Естественно поэтому возникает вопрос о математической и физической детерминированности та ких биортогональных наборов, а также о проявлении неортонормированности КЭС в спектрах ионизации. Следующий раздел и посвящен исследованию этого вопроса.

На примере двух взаимодействующих на фоне континуума дискретных состояний исследованы основные свойства КЭС и указаны общие условия их неортонормирванности. Рассмотрены возможности проявления неортого нальности КЭС в процессах ионизации и энергетическом распределении фо тоэлектронов. На основе четырехмерного векторного формализма выявлена лоренц–инвариантность КЭС в энергетическом пространстве, что дало воз можность построить ортонормированный набор четырехкомпонентных КЭС, аналогичных набору биспиноров Дирака.

Заключительный раздел Главы 4 посвящен анализу влияния концентра ции атомов среды на форму спектра АР в фотопоглощении и ионизации. Дело в том, в областях спектра вакуумно-ультрафиолетовом (ВУФ) (длины волн 200 10 нм) и мягком рентгеновском (МР) (длины волн от 10 до 0.4 0.6 нм) волн среды обладают, как правило, высокой оптической плотностью. Для ней тральных атомов и молекул это связано как с поглощением ВУФ излучений в ионизационный континуум, так и с наличием автоионизационных и предисса ционых резонансов. Асимметрия АР обусловлена интерференцией переходов идущих через резонансные и нерезонансные каналы и, таким образом, оказы вается чувствительной к различного рода возмущениям. С другой стороны такая чувствительность позволяет исследовать указанные возмущения по из менению спектральной формы АР.

Одной из фундаментальных проблем линейной и нелинейной оптики яв ляется установление связи между макроскопическим падающим на вещество излучением и микроскопическим откликом атомов и молекул. В твердых те лах, жидкостях и плотных газах необходимо учитывать взаимодействие меж ду составляющими атомами или молекулами. При этом учет взаимовлияния атомов окружения на диэлектрическую проницаемость обычно решается вве дением локального поля E :

Ei = Ei + 4Lik Pk, (14) где Ei – внешнее среднее макроскопическое поле волны, P – вектор поляри зации атомов окружения, Lik – симметричный тензор деполяризации, учи тывающий геометрию ближайшего окружения. В сферическом приближении тензор деполяризации становится единичным (Lik = ik /3), и (14) приводит к известной формуле Лорентц-Лоренца для комплексного показателя прелом ления: n2 1 = 4/(1 4/3), где – восприимчивость разреженного вещества.

В рамках изотропной модели Лорентц-Лоренца локального поля иссле довано концентрационное изменение спектральных параметров уединенного автоионизационного резонанса в газообразных средах. Показано, что учет ло кального поля может приводить к сдвигу, сужению или уширению резонанса, а также к изменению его амплитуды и характера проявления интерференции дискретного состояния с континуумом.

Рис. 8. Изменение интерференционно го минимума поглощения автоиони зационного резонанса с увеличением концентрации вещества. Значение y = 10 отвечает малому вкладу локально го поля;

q0 = 200, 2 = 0.95, q = 3, 0 = 0.09.

Переменная y = 6/0 + q0 зависит от концентрации, так как показатель поглощения связан с сечением формулой 0 = 0 N. Безразмерный параметр q0 характеризует чисто силы осциллятора континуума в смысле теории, из ложенной в главах 1 и 2. Выбор отрицательного знака у q0 связан с демон страцией эффекта сужения кривых поглощения и преломления. Как следует из анализа, с ростом концентрации атомов (т.е. величины 0 ) автоиониза ционный резонанс значительно сужается и амплитуда его растет, а затем он опять уширяется. Кроме изменения ширины и амплитуды резонанса суще ственным образом изменяется и его интерференционная форма. На Рис. крупным планом показано изменение интерференционного минимума (“окна прозрачности”) с ростом концентрации. Практически полная интерференция для разреженного газа (y 10) сменяется отсутствием интерференционного минимума при y = 2. Выделение того или иного режима возможно за счет со ответствующего подбора и изменения парциального давления смеси веществ.

Проведена аналогия с лазерно–индуцированным сужением автоионизацион ных резонансов.

Пятая глава посвящена взаимовлиянию многофотонной ионизации и нели нейного смешения частот в газообразных средах. Обычно генерация корот коволновых (УФ, ВУФ) излучений методом нелинейного смешения частот в газах и парах металлов происходит в резонансных условиях и с участием пе реходов в континуум. Известно, что в резонансных условиях возрастает не только нелинейная восприимчивость, но и сечения целого ряда сопутствую щих процессов. В частности увеличивается вероятность многофотонной иони зации, которая приводит как к истощению числа активных атомов, так и к возмущению дискретных переходов, участвующих в преобразовании. Послед нее должно, очевидно, влиять на насыщение атомных переходов и резонанс ность взаимодействия. С другой стороны, возникающее излучение суммарной частоты приводит к дополнительному каналу ионизации и, следовательно, может влиять на ее вероятность. Исследованию указанных вопросов в основ ном и посвящена Глава 5.

Изложение начинается с анализа влияния резонансной многофотонной иони зации и эффекта насыщения на эффективность параметрического взаимо действия волн в газообразных средах. Отдельно рассмотрены два случая:

генерация коротковолнового излучения, когда частота генерируемой волны соответствует переходу из основного состояния в континуум, и преобразова ние ИК излучения. Для упрощения аналитического исследования многофо тонной ионизации в сильных полях накачки выделены области параметров, где осуществляется квазистационарный режим ионизации. В качестве дис криминирующих параметров выбраны: –параметр насыщения дискретного резонансного перехода, ионизационная полуширина верхнего резонансного уровня nn и его естественное уширение nn, а также длительность импульса излучений. В зависимости от соотношений между указанными величинами найдено пять основных областей ионизации, для которых получены простые аналитические выражения. Оказалось, что характерная ширина резонансно го перехода определяется величиной = (ng +nn ) 1 +, где параметр в свою очередь зависит от ионизационного уширения nn. Это обстоятельство приводит к тому, что с увеличением интенсивности излучения, резонансного переходу в континуум, ионизация сначала увеличивается, а затем умень шается. Предельное уменьшение ограничено нерезонансной ионизацией.

На основе полученных аналитических выражений исследовано влияние ионизации и эффектов насыщения на генерацию излучения. Анализ пока зал, что преобразование излучения происходит существенно различным об разом в зависимости от того попадает ли генерируемая частота в контину ум, или преобразование происходит на дискретных переходах. Это связано с тем, что во втором случае процессы ионизации и нелинейного смешения частот протекают независимо, а в первом случае задействованы одни и те же матричные элементы. Поэтому при преобразовании ИК излучения коэффи циент преобразования максимален в областях слабой ионизации, тогда как генерация коротковолнового излучения происходит в области сильной свя зи резонансного уровня с континуумом. Полученные результаты позволили указать оптимальные области параметров среды и полей для преобразования излучений.

В следующем разделе рассматривается влияние процессов нелинейно го сложения частот на многофотонную ионизацию среды. Многофотонная ионизация газов и паров металлов является важным методом спектроскопии атомов и молекул, а также широко используется в различных приложени ях. Одновременно с процессами многофотонного возбуждения и ионизации в газообразных средах возможны также процессы нелинейного вычитания и сложения частот нечетных порядков. Эффективность нелинейных преобразо ваний излучений определяется не только атомными параметрами и частота ми, но и такими макроскопическими характеристиками среды как плотность, длина и коэффициенты преломлений излучений. Тем не менее, поглощение генерируемого излучения может значительно увеличивать или уменьшать ве роятности ионизации среды. Причина такого влияния состоит в следующем.

Причина изменения вероятности ионизации состоит в следующем. Одновре менно с процессом (2K + 1) – фотонной ионизации, переводящим атом из основного состояния в континуум, в среде возникает излучение на суммар ной частоте S = (2K + 1), где K 1 – целое число. Поглощение этого излучения приводит к однофотонной ионизации атомов. Если амплитуды ве роятностей соответствующих процессов обозначить как AM и AS, то полная вероятность ионизации в единицу времени будет определяться выражением:

W |AM + AS |2. Интерференция амплитуд нарушает прямое сложение вкла дов обеих каналов ионизации и может приводить к существенному изменению величины W. Может показаться, что без создания специальных условий ам плитуда AS всегда мала по сравнению с амплитудой AM. Однако это не так.

В результате интерференции этих каналов усредненное по среде длиной L сечение ионизации оказывается зависящим от длины среды и величины вол нового рассинхронизма k = kS 3k, где kS и k–волновые вектора излучений.

Усредненное по однородной среде длиной L сечение ионизации имеет вид:

(x + q)2 1 + q 2 1 exp(2S L) (x + q) x+q = + 2 +2 1 + x2 1 + x2 (1 + x2 )S L (1 + x2 )2 S L 0 2S L exp(S L)[(x + q) cos kL + (1 qx) sin kL], где 0 – сечение многофотонной ионизации без учета генерируемого излуче ния, а x k/S – безразмерный параметр, зависящий в общем случае от концентрации резонансных атомов и давления буферного газа. При этом ин тегрирование по состояниям континуума с энергией включает также сум мирование по всем нерезонансным дискретным состояниям. Безразмерная величина q определяет относительный вклад резонансных (по S ) состояний континуума. При k = 0 амплитуда AS состоит из двух частей. Одна часть AS интерферирует с AM одинаково по всей среде, тогда как другая осцил лирует с затуханием.

В случае оптически плотных сред (S L 1, где S –показатель поглоще ния на суммарной частоте) сечение не зависит от длины среды и описывается контуром Бетлера–Фано как функция k/S. Особенно важен учет этого яв ления в благородных газах, где сечения однофотонной ионизации относитель но велики ( 1016 1017 см2 ), а параметр k/S может варьироваться в широких пределах как при изменении частот излучений накачки, так и при соответствующем подборе буферного газа и изменении его давления. Анало гичные закономерности оказываются и при резонансе суммы частот с авто ионизационными состояниями, а также при нечетных порядках возбуждения чисто дискретных переходов.

Следующий раздел Главы 5 посвящен исследованию взаимопреобразова ния волн на переходах в континуум с учетом истощения волны накачки за счет ионизации атомов. На основе четырехмерного векторного формализма найден коэффициент преобразования волн. Его выражение представлено в виде двух сомножителей: первый сомножитель зависит от длины взаимодей ствия, а второй от начальной когерентной суперпозиции волн на входе среды. Такое представление позволило установить соответствие между раз личными случаями преобразования волн без конкретизации параметров вза имодействия и, тем самым, найти общие критерии оптимального преобразо вания.

В заключительном разделе Главы 5 исследуется влияние дефазирую щих столкновений на спектр многофотонной ионизации в ударном прибли жении. Учет столкновений привел к появлению дополнительных резонансов, связанных с атомными переходами между возбужденными незаселенными уровнями среды. Проведено сопоставление индуцированных столкновениями резонансов с резонансами, которые возникают при учете высших порядков теории возмущений по взаимодействию излучения c атомами, а также из-за стохастичности излучений накачки. Оказалось, что во всех перечисленных выше случаях возникновение дополнительных резонансов может быть ин терпретировано единым образом на основе концепции разрушения фазовой когерентности взаимодействия излучения с атомом.

В шестой главе анализируются возможности управления параметрами импульсов коротковолновых излучений с использованием интерференции пе реходов в континуум. Взаимодействие излучений с газообразными средами наиболее эффективно в резонансных условиях, когда близость частоты ква зимонохроматического излучения к собственным частотам вещества сопро вождается резким увеличением линейных и нелинейных восприимчивостей.

Однако в резонансных условиях увеличиваются и такие сопутствующие про цессы как линейное и нелинейное поглощение и ионизация, которые могут существенно ограничивать, например, различные нелинейные процессы пре образований излучений, а также изменять форму распространяющихся им пульсов. Именно в областях аномальной дисперсии теряет смысл понятие групповой скорости излучения из-за быстрого изменения формы его импуль сов за счет резонансного поглощения и дисперсионного расплывания. Однако как показано в работах проф. Харриса (S.E. Harris) с сотрудниками, ситуация существенно меняется в области частот нелинейных лазерно – индуцирован ных резонансов, где область слабого поглощения (прозрачности) может со четаться со значительной дисперсией показателя преломления. Важнейшим следствием этого является возможность замедления групповой скорости рас пространения импульсов света до скоростей порядка 10 102 м/с. Первые успешные наблюдения ультрамедленных импульсов света (замедление вплоть до 17 м/с) стимулировали значительный интерес к возможным потенциаль ным применениям этого явления. Впоследствии было показано, что взаимо действие медленных когерентных импульсов излучений может приводить к значительному увеличению эффективности процессов нелинейного смешения частот даже для очень слабых полей излучений, а также и в режиме одиноч ных фотонов.

В данной главе исследуется другая возможность управления скоростью световых импульсов – за счет резонанса излучений с автоионизационными уровнями. Показано, что специфика автоионизационных спектров позволяет сочетать резонансно высокую частотную дисперсию показателя преломления с малыми значениями поглощения излучения и его дисперсионного расплы вания. Еще более усиливается эффект замедления в области частот ридбер говской серии перекрывающихся автоионизационных резонансов, где узкие "окна" прозрачности сочетаются со значительной дисперсией коэффициента преломления.

Приведенные результаты непосредственно переносятся и на автоионизаци онно – подобные резонансы, индуцированные мощным лазерным излучением на смежных переходах в континуум. В этом случае величина 2 определя ется выбором уровней комбинационного перехода, а величина зависит от интенсивности индуцирующего излучения, и при интенсивности I 106 Вт/см2 значение близко к единице.

Таким образом, использование специфики автоионизационных или искус ственных автоионизационно – подобных резонансов позволяет эффективно управлять импульсами ВУФ и МР излучений, что представляет интерес для квантовой обработки сигналов и изображений. Кроме того, рассмотренные эффекты могут быть положены в основу альтернативной импульсной дина мической спектроскопии труднодоступных автоионизационных уровней.

В разделе 6.2 исследуется влияния квантовой интерференции на маг нитооптические эффекты. Замечательной особенностью электромагнитно– индуцированной прозрачности (ЭИП) является то, что угол поворота плоско сти поляризации определяется теперь константой релаксации низкочастот ного перехода, а не разрешенного оптического. Более того, изменяется знак угла поворота по сравнению с обычным резонансом, что связано с нормаль ной дисперсией в области частот ЭИП. Для запрещенных в электродиполь ном приближении переходов увеличение может быть значительным. Кроме того, данный результат не зависит от неоднородного уширения переходов в достаточно сильных индуцирующих полях.

Для сопоставления с экспериментами по замедлению скорости распростра нения импульсов излучений за счет высокой частотной дисперсии показателя преломления угол поворота плоскости поляризации представлен через время задержки импульса. Известные экспериментальные данные по ультрамедлен ным импульсам излучений указывают на возможность интерференционного усиления эффекта Фарадея в 106 107 раз.

Раздел 6.3 посвящен изучению влияния спектральной интерференции различной природы на эффекты увлечения излучений движущимися одно родными средами на примерах электромагнитно–индуцированной прозрач ности (ЭИП) чисто дискретных атомных переходов и "окон" прозрачности автоионизационных резонансов. На основе уравнений Максвелла проводится анализ с учетом эквивалентности соответствующей пространственной дис персии вещества и оптических эффектов, обусловленных движением. С уче том требования линейности по E и H материальные уравнения представлены в виде t Di (r, t) = dt dr [ ij (t, r, t, r )Ej (r, t ) + ij (t, r, t, r )Hj (r, t )], (15a) t Bi (r, t) = dt dr [µij (t, r, t, r )Hj (r, t ) + ij (t, r, t, r )Ej (r, t )], (15b) где интегрирование по t распространяется на интервал от до t в соот ветствие с принципом причинности, а интегрирование по объему учитывает нелокальность отклика вещества.

Материальные соотношения (15) отличаются от общепринятого учета нело кальности (пространственной дисперсии) добавлением членов с H и E. При этом нелокальность уравнений учтена двояким образом: через зависимость от r и через дополнительные члены с H и E. В силу связи между E и B, описываемой уравнением rot E = iB/c, наличие члена с H, например в (15a), эквивалентно учету пространственных производных E и, таким обра зом, нелокальности отклика. Поэтому обычно принято все эффекты нело кальности переносить на зависимость диэлектрической проницаемости ij от волнового вектора k с отбрасыванием членов с H, а материальные уравнения для Фурье компонент записывать в виде Di = ij (, k)Ej, Bi = Hi. (16) Однако, для движущихся сред определение коэффициентов гораздо проще и естественней из соотношениях (15), чем в (16). Это же относится и к магнит ным гиротропным кристаллам, и к макроскопическому описанию эффектов несохранения четности.

Полученные точные дисперсионные уравнения позволили найти условия реализации коэффициентов увлечения в Форме Лорентца и Лауба. Найдена прямая связь между коэффициентом увлечения монохроматического излу чения и уменьшением групповой скорости импульсных излучений за счет высокой частотной дисперсии резонансного коэффициента преломления.

В седьмой главе рассматриваются приложения основных представлений и методов, разработанных для описания нелинейных явлений на переходах в континуум, к процессам распространения излучения в оптически анизо тропных поглощающих средах, к теории распада K0 –мезонов, к процессам безынверсного усиления излучений в процессах нелинейного смешения ча стот, к особенностям нелинейного преобразования излучений в поглощающих средах. Поляризационные методы приложены к теории несохранения четно сти в газообразных средах. Цель указанных исследований с одной стороны диктуется проблемами соответствующих областей физики, а с другой воз можностями развития и обобщения теории связанно–свободных переходов.

Изложение в Главе 7 начинается с применения четырехмерного векторного формализма к оптике анизотропных сред. На основе укороченных уравнений Максвелла получены векторные уравнения для параметров Стокса излуче ния в оптически анизотропных поглощающих средах. При этом оптические свойства среды представлены через два эффективных вектора оптической активности и дихроизма, которые связаны простыми соотношениями с тен зором восприимчивости. По характеру движения параметров Стокса вектор ный подход позволил выделить три принципиально различных класса сред, а также указать общие условия выполнения инвариантности относительно обращения знака времени процессов распространения излучения в веществе, что представляет интерес, например, для мессбауэровской гамма–оптики.



Pages:   || 2 |
 

Похожие работы:





 
2013 www.netess.ru - «Бесплатная библиотека авторефератов кандидатских и докторских диссертаций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.