eng
TS_pub
technospheramag
technospheramag
ТЕХНОСФЕРА_РИЦ
Обоснован принципиально новый подход к самоорганизации в системе "коллектив полей + молекулярный газ" ансамбля оптически активных наночастиц электрон–ион на приготовленном магнитомультипольном переходе. В ансамбле наночастиц на частоте магнитомультипольного перехода самовозбуждается генерация лазерного излучения. Это излучение имеет когерентность высокого порядка, вихревое поле σ-поляризации и большой угловой орбитальный момент
Теги: coherence laser molecular optics optically active medium orbital angular momentum vertex field вихревое поле когерентность лазер молекулярная оптика оптически активная среда угловой орбитальный момент
Как известно [1], основными элементами электродипольного (ЭД) лазера являются среда из молекул (атомов), резонатор и накачка. Генерация лазерного излучения самовозбуждается в момент времени, когда между состояниями ЭД-перехода молекул (атомов) среды на частоте одной из мод резонатора достигнута пороговая инверсия населенности за счет положительной обратной связи (ПОС) между фотонами вынужденного излучения и средой. Характеристики и свойства лазерного ЭД излучения зависят от характеристик и свойств среды, резонатора и накачки.
Основными элементами магнитомультипольного (ММ) лазера являются коллектив полей и молекулярный газ, состоящий из молекул и уширяющих частиц (молекул, атомов). Молекулы имеют низкочастотный ЭД- и высокочастотный магнитный мультипольный колебательно-вращательные переходы, объединенные низшим состоянием в V-схему:
(1)
Коллектив полей состоит из электрических и магнитных компонент поля упругого столкновения молекул с уширяющими частицами, бигармонической световой волны (БСВ) накачки π-поляризации и релеевского рассеяния [2, 3].
Двумерный параметрический резонанс по энергии между V-схемой переходов и разностью, суммой частот БСВ зарождает в системе "коллектив полей + молекулярный газ" (далее по тексту в "системе" – прим. авт.) двумерную во времени-пространстве ПОС между энергиями квадратичных эффектов Штарка и Зеемана [3] в объеме когерентности БСВ. Молекулы за одно упругое столкновение с частицами накапливают пороговую диамагнитную восприимчивость вдоль оси Z БСВ и, соответственно, пороговую диамагнитную энергию по V-схеме переходов на высоковозбужденном магнитном мультипольном состоянии. В "системе" самоорганизуются: 1) ансамбль оптически активных наночастиц электрон-ион на приготовленном (смешанном) ММ нежестком переходе и 2) комплексный показатель преломления ансамбля наночастиц в форме многоцилиндрического оптического "соленоида-резонатора". На частоте ММ-перехода самовозбуждается генерация лазерного ММ-излучения. Характеристики и свойства ММ-излучения зависят от характеристик, свойств ансамбля наночастиц и поля БСВ накачки [4].
Цель настоящей работы – обосновать принципиально новый подход к самоорганизации ансамбля наночастиц электрон–ион на приготовленном ММ нежестком переходе и генерации на его частоте лазерного ММ-излучения.
ОТ ИСХОДНЫХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ К КОНЦЕПТУАЛЬНОЙ МОДЕЛИ
В спектрах поглощения [5] и переизлучения [6] молекулами Н2О, полученных с участием лазерного излучения на рубине и уширяющих частиц (молекул N2) при атмосферном давлении, было нечто необычное. Спектр поглощения молекул Н2О [5] содержал десять (вместо одной известной) линий, полученных по классической методике "исследуемый/опорный" пучок излучения БСВ π-поляризации лазера на рубине. Коэффициент поглощения в центре девяти линий оказался на четыре порядка больше той величины, которая соответствует интенсивности этих линий [7]. В работе [6] известная линия Н2О была зарегистрирована с помощью полихроматического ВРЛ-спектрометра на рубине при тех же параметрах молекулярного газа. Известная линия поглощения уменьшила инверсию населенности в контуре излучения лазера на рубине, а вблизи центра линии поглощения возник мощный сигнал монохроматического излучения. Эти результаты выходят за рамки ЭД-приближения и полуклассической теории взаимодействия лазерного излучения с молекулярным газом при заданных параметрах среды и накачки.
Два специально поставленных эксперимента с известной линией привели к следующим результатам. Нелинейное поглощение лазерного излучения π-поляризации проявляется в аномальной области контура известной линии Н2О сильнее, чем σ-поляризации [8]. Коэффициент поглощения в аномальной области контура известной линии, полученной на ВРЛ-спектрометре, существенно зависел от частоты штарковской модуляции состояний Н2О [9].
Анализ роли параметров "системы" в формировании аномальной области контура известной линии поглощения позволяет сделать три вывода. Во-первых, вероятности ЭД- и слабого магнитного мультипольного колебательно-вращательных переходов могут радикально измениться за время одного упругого столкновения молекул с частицами при определенных параметрах коллектива полей и молекулярного газа.
Во-вторых, выйти за рамки ЭД-приближения и полуклассической теории можно путем управления квантовыми событиями внутри- и межмолекулярной динамики энергетических состояний V-схемы переходов.
В-третьих, внутренняя знакопеременная амплитудно-фазовая модуляция БСВ накачки на V-схеме переходов (1) может корректировать процесс зарождения двумерной ПОС между энергиями квадратичных эффектов Штарка и Зеемана [3, 4].
КОНСТРУКТИВНАЯ ДВУМЕРНАЯ ОБРАТНАЯ СВЯЗЬ
Физической причиной зарождения двумерной ПОС является двумерный параметрический резонанс по энергии (интерференция внутримолекулярного поля и коллектива полей) между V-схемой переходов (1) и разностью , суммой частот в объеме когерентности БСВ
, (2)
где и – длина когерентности и диаметр пучка БСВ накачки. Здесь – номер шага поля БСВ в моменты смены знака ± амплитудной модуляции ортогонально оси Z и в моменты смены знака фазовой модуляции вдоль оси Z распространения БСВ.
Поле упругого столкновения, нарушая симметрию электронных оболочек молекулы, индуцирует в ней электрический и магнитный дипольные моменты, а также его слагаемые, характеризующие градиент поля и тензор гирации g. Эти слагаемые создают диамагнитную ловушку электрона и иона молекулы при их разбегании под действием сил Лоренца и Кориолиса. Здесь и – флуктуации электрической поляризуемости ортогонально и диамагнитной восприимчивости по оси Z БСВ.
Для реализации фазовой модуляции БСВ и зарождения двумерной ПОС необходимо задать достаточную асимметрию поля и достаточное число уширяющих частиц, фотонов БСВ накачки и молекул в объеме (2). Знакопеременная амплитудно-фазовая модуляция БСВ корректирует разбегание зарядов , и, соответственно, частоту флуктуации дипольных моментов и .
"Спусковым крючком" зарождения двумерной ПОС служит амплитудно-фазовый шаг , где флуктуации моментов , на частотах V-схемы (1) захвачены частотами и БСВ в двумерный параметрический резонанс. Размер шага БСВ должен быть меньше памяти валентного электрона [10] молекул (– энергия ионизации молекулы). Как следствие, возникает регулярный рост радиуса нелокальности отклика электрона между моментами и в аномальной области слабого магнитного мультипольного перехода (1) за счет деформации орбиты электрона упругим столкновением.
Компоненты коллектива полей и перекрываются на переходах (1), возникает квадратичная нелинейность в молекулах и растет диамагнитная энергия связи зарядов , при их разбегании за счет сил Лоренца и Кориолиса. Как следствие, в момент в объеме (2) зарождается двумерная ПОС между колебаниями энергий эффекта Штарка на частоте ортогонально и эффекта Зеемана на частоте по оси Z. Здесь и – радиус-векторы, проведенные из начала координат молекулы ортогонально и по оси Z в точки нахождения электрона в моменты и .
САМООРГАНИЗАЦИЯ АНСАМБЛЯ НАНОЧАСТИЦ И САМОВОЗБУЖДЕНИЕ ГЕНЕРАЦИИ
Двумерная ПОС управляет темпом разбегания зарядов , по V-схеме переходов молекул и эволюцией диамагнитных ловушек в амплитудно-фазовую профилированную зонную пластинку так, что четные и нечетные зоны Френеля в объеме (2) "работают в фазе". Амплитудно-фазовая зонная пластинка является магнитооптическим аналогом "фазовой" зонной пластинки [11], имеющей разную толщину четных и нечетных зон микролинзовой системы. Магнитооптический аналог позволяет плавно изменять фазу выходящей световой волны в пределах каждой зоны Френеля. При этом в аномальной области слабого магнитного мультипольного перехода уменьшается скорость переноса энергии коллектива полей до скорости электрона и растет фазовая скорость БСВ . Как следствие, растет крутизна действительной части и абсолютной величины мнимой части (восприимчивости ) комплексного показателя преломления на магнитном мультипольном переходе .
Поскольку время молекулярных релаксаций (при атмосферном давлении) больше длительности их упругого столкновения [12] и, тем более, шага изменения энергий , по V-схеме, то к концу цикла
(3)
энергия движения молекул замораживается до низшего состояния в (1), а энергия коллектива полей преобразуется в диамагнитную энергию высоковозбужденного магнитного мультипольного состояния, что на порядки увеличивает вероятность перехода . При этом в "системе" самоорганизуется ансамбль оптически активных наночастиц электрон-ион на приготовленном ММ нежестком переходе (1). Ансамбль наночастиц имеет форму многоцилиндрического (по числу зон Френеля) оптического "соленоида–резонатора" с электрическим, магнитным и механическим пространственно-временным упорядочением. Ансамбль наночастиц обладает:
комплексным показателем преломления
свойством кругового двулучепреломления;
выстроенными проекциями углового орбитального момента наночастиц по вектору поля стоячей волны σ±-поляризации (СВЭП) в "соленоиде–резонаторе".
Компоненты коллектива полей и в "соленоиде–резонаторе" сдвинуты по времени , а пространственное распределение их амплитуд смещено на так, что максимумы (пучности) совпадают с нулями (узлами) и наоборот. В точке пространства фазы (момент ) и (момент ) совпадают, что указывает на наличие вектора Умова-Пойнтинга для поля СВЭП в ансамбле наночастиц.
Совпадение узлов и пучностей напряженности (как в резонаторе ЭД-лазера) поля СВЭП связывает движение зарядов и на каждом ортогонально зонам Френеля на частоте амплитудной модуляции и вдоль зон Френеля на несущей частоте с частотой фазовой модуляции .
В момент окончания цикла (3):
режим двумерной ПОС преобразуется в режим автоколебания энергий (режим spin-flip) между ансамблем наночастиц электрон–ион и СВЭП;
ансамбль наночастиц резонансно преобразует поле БСВ π-поляризации в векторное соленоидальное (вихревое) поле ММ-излучения σ-поляризации по замкнутому циклу "испускание–поглощение".
ОЦЕНКА ХАРАКТЕРИСТИК ИЗЛУЧЕНИЯ
Оценку характеристик и свойств ММ-излучения целесообразно начать с характеристики состояния молекулы, электрических и магнитных фотонов. Состояние молекулы характеризуется угловым моментом J и четностью . Переход молекулы между состояниями регламентируется правилами отбора по моменту J и четности [13]. Молекула испускает на излучательном переходе квант энергии (фотон) векторного поля со спином S = 1. Полный угловой момент фотона – векторная сумма , где L – ранг сферических функций , входящих в состав волновой функции фотона.
Фотоны с орбитальным моментом и четностью называют электрическими или EJ-фотонами. Фотоны с орбитальным моментом и четностью называют магнитными или -фотонами. Таким образом, лазерное ЭД-излучение – это совокупность электрических фотонов, каждый из которых несет энергию . Лазерное ММ-излучение – это совокупность магнитных фотонов, каждый из которых несет энергию , соответствующую кванту магнитного потока [Дж/А] по оси Z.
Переход молекул между естественными состояниями ЭД-перехода регламентируется правилами отбора для электрического дипольного момента, ориентированного ортогонально оси Z [12]. Переход ансамбля наночастиц электрон–ион между состояниями приготовленного ММ перехода регламентируется правилами отбора для магнитного дипольного момента, ориентированного по оси Z. Магнитомультипольное излучение σ-поляризации генерируется на частоте приготовленного ММ-перехода в режиме spin-flip с угловым орбитальным моментом по оси Z.
МОНОХРОМАТИЧНОСТЬ
Монохроматичность ММ-излучения оценим по времени жизни фотона в объеме когерентности при добротности резонатора [1]. Объем имеет форму многоцилиндрического оптического "соленоида-резонатора" с регулярными безызлучательными потерями [7] по V-схеме. Причина потерь – торможение колебания поляризуемости молекул на ЭД-переходе с частотой и усиление колебания ее диамагнитной восприимчивости с накоплением (поглощением, ) диамагнитной энергии на слабом магнитном мультипольном переходе с частотой .
Добротность резонатора [1] можно оценить как – отношение резонансной частоты моды (зоны Френеля с учетом ) к ширине линии резонатора , и как (запасенная энергия)/(энергия, теряемая за период). Следовательно, монохроматичность ММ-излучения можно представить в виде
(4)
Условия эксперимента [6], где получен сигнал переизлучения, приводят к следующей оценке монохроматичности ММ-излучения. Диамагнитная энергия, запасенная ансамблем наночастиц и полем стоячей волны σ-поляризации, равна эрг при (S ≈ 0,8 см2 и
). При этом мощность ММ излучения за период будет равна на частоте .
Из (4) следует, что пороговая монохроматичность ММ излучения составляет .
ПОРЯДОК КОГЕРЕНТНОСТИ [14]
Порядок когерентности ММ излучения оценим по числу молекул mD, участвуюших в самоорганизации ансамбля наночастиц и заполняющих оптический "соленоид-резонатор" (2).
Критерием когерентности излучения в газе является соотношение [15]. Поскольку , то вопрос о когерентности вынужденных колебаний молекул в теории дисперсии сводится к сравнению с . Здесь и – скорость и время свободного пробега молекулы; и – длина свободного пробега и сечение релеевского рассеяния при атмосферных условиях для ; – поляризуемость непоглощающих () и изолированных молекул.
Молекулы, поглощая на магнитном мультипольном переходе () и взаимодействуя между собой через коллектив полей , , формируют соотношение , имеющее смысл критерия когерентности ММ излучения. Поскольку , то вопрос о когерентности ММ-излучения в объеме (2) сводится к сравнению изменений и за время (3). Так как флуктуации и в молекулах на каждом шаге в поле , синхронизованы, то и изменяются в объеме (2) ортогонально и вдоль оси Z поля БСВ накачки. Здесь и – скорость молекул в моменты , и время их свободного пробега в окружении уширяющих частиц .
Фотоны ММ-излучения зарождаются в объеме в такой момент , когда возникшее в каждой молекуле mD когерентное смещение электрона относительно иона способно к моменту создать анизотропную конфигурацию и орбиты электрона ортогонально и вдоль зон Френеля. Момент – начало самоорганизации молекул в диамагнитные ловушки, которые, удерживая заряды и в пределах зоны Френеля по высоте/толщине, самоорганизуются в ансамбль наночастиц за время (3). Ансамбль наночастиц образует "плоскую микролинзовую систему", расположенную ортогонально оси Z с шагом и по оси Z с шагом при интервалах между наночастицами и , соответственно.
Таким образом, условие , а также моменты и ограничивают число молекул водяного пара в объеме когерентности (2) до на стартовом состоянии V-схемы переходов. Это число молекул, участвующих в формировании генерации ММ-излучения, определяет mD порядок когерентности в пространственно-временных точках зон Френеля. Для молекул другого типа порядок когерентности будет другой.
НАПРАВЛЕННОСТЬ
Направленность ММ-излучения оценим, учитывая, что наночастицы электрон-ион ансамбля взаимодействуют между собой через коллектив полей , и имеют пространственно-временную когерентность -го порядка в многоцилиндрическом оптическом "соленоиде-
резонаторе".
Излучение БСВ накачки π–поляризации с диаметром и гауссовым поперечным распределением интенсивности на входе "соленоида-резонатора" создаст на его выходе пучок ММ излучения –поляризации
(5)
расходимость которого будет меньше дифракционной расходимости лазерного излучения в раз. Здесь – коэффициент, характеризующий пространственно-временную электрическую, магнитную и механическую упорядоченность наночастиц электрон–ион на приготовленном ММ нежестком переходе в объеме (2).
Корреляционная функция бегущей ММ волны c когерентностью mD-го порядка равна
.
ЯРКОСТЬ
Яркость пучка ММ излучения с диаметром и углом расходимости равна
(6)
что больше яркости лазерного ЭД излучения в раз из-за расходимости. Здесь – мощность пучка ММ излучения на выходе из "соленоида-резонатора". Энергия ММ излучения зависит от энергии БСВ π-поляризации, длины когерентности , сечения максимальной зоны Френеля и концентрации наночастиц (молекул)
.
Поскольку электрические фотоны поля БСВ π-поляризации преобразуются в магнитные фотоны ММ излучения σ-поляризации в замкнутом цикле "испускание–поглощение", то квантовая эффективность преобразования энергии достигает .
ПОМЕХОУСТОЙЧИВОСТЬ
Помехоустойчивость ММ-излучения в атмосфере обусловлена, во-первых, тем, что перенос информации (и энергии) в атмосфере определяется его магнитной компонетой , дальнодействие которой задано законом Био-Савара на оси оптического "соленоида-резонатора" (как в соленоиде [16]). Здесь и – номер зоны Френеля и электронный ток на ее поверхности. Отсутствие зависимости поля на оси "резонатора" в зонах Френеля от расстояния r между зарядами и при орбитальном моменте по оси Z обрекает волновой фронт ММ-излучения на устойчивость перед турбулентностью неоднородности комплексного показателя преломления атмосферы в макромасштабе закона Био-Савара. Угловой орбитальный момент по оси Z обеспечивает превышение помехоустойчивости волнового фронта лазерного ММ-излучения в атмосфере в ~106–1010 раз над лазерным ЭД-излучением.
Во-вторых, вероятность магнитодипольных переходов молекул (атомов) в ~106 раз меньше вероятности ЭД-переходов; во столько же раз меньше будет ослабляться интенсивность ММ-излучения в атмосфере относительно интенсивности лазерного ЭД-излучения. Эти два качества ММ-излучения позволяют использовать ММ-лазеры в различных оптических системах независимо от погодных условий.
В-третьих, ММ-излучение регистрируется фотоприемником, построенны как на электрооптическом принципе, так и на магнитооптическом принципе. Во втором случае величина S/N фотоприемника не зависит от времени суток, что обеспечивает круглосуточную помехоустойчивую работу в атмосфере оптических систем на основе ММ-лазера.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В зарубежной и отечественной литературе отсутствуют данные, связанные с генерацией ММ-излучения. Как правило, приводятся результаты формирования спиральных пучков в анизотропной среде резонатора лазера, генерирующего излучение на ЭД-переходе. Волновой фронт ЭД-излучения "рассыпается" (теряет устойчивость) на мелкие вихревые потоки при распространении ЭД-излучения в реальной атмосфере. Процесс "рассыпания" обусловлен интерференцией первичных и вторичных волн на дислокациях, сформированных турбулентностью атмосферы [17].
В рамках классической электродинамики реализовать лазерное ММ-излучение невозможно. Для генерации ММ-излучения необходимо теоретические задачи решать в рамках квантовой электродинамики и экспериментально апробировать концептуальную модель на современной технологической базе. ООО "Суперпозиция" при ИОА СО РАН успешно решило теоретико-экспериментальные задачи стадии "0" НИОКР Фонда Сколково. На стадии "1" предполагается создать теоретическую основу, прототип ММ-лазера и получить генерацию ММ-излучения.
ЛИТЕРАТУРА
Звелто О. Принципы лазеров. – СПб.: Лань, 2008.
Способ синтеза оптически активной диамагнитной среды. Пат. 2320979. Россия, МПК51 GO1N 21/00, H01S 3/094. Лопасов В.П. №2006110006/28; Заявл.28.032006, опубл. 27.03.2008. Бюл. №9.
Лопасов В.П. Принципы генерации лазерного излучения на приготовленном магнитодипольном переходе. – Прикладная физика, 2012, № 4, c. 24–33.
Лопасов В.П. Оценка характеристик лазерного излучения на приготовленном магнитомультипольном переходе. – Прикладная физика, 2012, № 5, c. 5–10.
Зуев В.Е., Лопасов В.П., Макогон М.М. –ДАН СССР. 1971. т. 199. № 5. с. 1041.
Лопасов В.П. – Оптика атм. и океана, 1997, т. 10, № 9, с. 996.
Тихомиров А.Б., Пташник И.В., Тихомиров Б.А. – Оптика и спектроскопия, 2006, т. 101, с. 80.
Лопасов В.П., Пономарев Ю.Н, Тихомиров Б.А. – Квантовая электроника, 1982, т. 9, № 8, с. 181.
Кочанов В.П., Лопасов В.П., Лукьяненко С.Ф. – Известия АН СССР, Сер. Физическая, 1985, т. 49, № 3, с. 516.
Ильинский Ю.А., Келдыш Л.В.Взаимодействие электромагнитного излучения с веществом. – М.: МГУ, 1989.
Ахманов С.А., Никитин С.Ю. Физическая оптика. – М.: МГУ, 2004.
Фано У, Фано Л. Физика атомов и молекул. – М.: Наука, 1980.
Ахиезер А.И., Берестецкий В.Б. Квантовая электродинамика. – М.: Физмат, 1959.
Лоудон Р. Квантовая теория света. – М.: Мир, 1976.
Собельман И.И. К теории рассеяния света в газах. – УФН, 2002, т.172, №1, с.85–90.
Физический энциклопедический словарь. – М.: БРЭ, 1995, с.14
Абрамочкин Е Г., Волостников В.Г. – УФН, 2004, т. 174, № 12, с. 1273.
Основными элементами магнитомультипольного (ММ) лазера являются коллектив полей и молекулярный газ, состоящий из молекул и уширяющих частиц (молекул, атомов). Молекулы имеют низкочастотный ЭД- и высокочастотный магнитный мультипольный колебательно-вращательные переходы, объединенные низшим состоянием в V-схему:
(1)
Коллектив полей состоит из электрических и магнитных компонент поля упругого столкновения молекул с уширяющими частицами, бигармонической световой волны (БСВ) накачки π-поляризации и релеевского рассеяния [2, 3].
Двумерный параметрический резонанс по энергии между V-схемой переходов и разностью, суммой частот БСВ зарождает в системе "коллектив полей + молекулярный газ" (далее по тексту в "системе" – прим. авт.) двумерную во времени-пространстве ПОС между энергиями квадратичных эффектов Штарка и Зеемана [3] в объеме когерентности БСВ. Молекулы за одно упругое столкновение с частицами накапливают пороговую диамагнитную восприимчивость вдоль оси Z БСВ и, соответственно, пороговую диамагнитную энергию по V-схеме переходов на высоковозбужденном магнитном мультипольном состоянии. В "системе" самоорганизуются: 1) ансамбль оптически активных наночастиц электрон-ион на приготовленном (смешанном) ММ нежестком переходе и 2) комплексный показатель преломления ансамбля наночастиц в форме многоцилиндрического оптического "соленоида-резонатора". На частоте ММ-перехода самовозбуждается генерация лазерного ММ-излучения. Характеристики и свойства ММ-излучения зависят от характеристик, свойств ансамбля наночастиц и поля БСВ накачки [4].
Цель настоящей работы – обосновать принципиально новый подход к самоорганизации ансамбля наночастиц электрон–ион на приготовленном ММ нежестком переходе и генерации на его частоте лазерного ММ-излучения.
ОТ ИСХОДНЫХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ К КОНЦЕПТУАЛЬНОЙ МОДЕЛИ
В спектрах поглощения [5] и переизлучения [6] молекулами Н2О, полученных с участием лазерного излучения на рубине и уширяющих частиц (молекул N2) при атмосферном давлении, было нечто необычное. Спектр поглощения молекул Н2О [5] содержал десять (вместо одной известной) линий, полученных по классической методике "исследуемый/опорный" пучок излучения БСВ π-поляризации лазера на рубине. Коэффициент поглощения в центре девяти линий оказался на четыре порядка больше той величины, которая соответствует интенсивности этих линий [7]. В работе [6] известная линия Н2О была зарегистрирована с помощью полихроматического ВРЛ-спектрометра на рубине при тех же параметрах молекулярного газа. Известная линия поглощения уменьшила инверсию населенности в контуре излучения лазера на рубине, а вблизи центра линии поглощения возник мощный сигнал монохроматического излучения. Эти результаты выходят за рамки ЭД-приближения и полуклассической теории взаимодействия лазерного излучения с молекулярным газом при заданных параметрах среды и накачки.
Два специально поставленных эксперимента с известной линией привели к следующим результатам. Нелинейное поглощение лазерного излучения π-поляризации проявляется в аномальной области контура известной линии Н2О сильнее, чем σ-поляризации [8]. Коэффициент поглощения в аномальной области контура известной линии, полученной на ВРЛ-спектрометре, существенно зависел от частоты штарковской модуляции состояний Н2О [9].
Анализ роли параметров "системы" в формировании аномальной области контура известной линии поглощения позволяет сделать три вывода. Во-первых, вероятности ЭД- и слабого магнитного мультипольного колебательно-вращательных переходов могут радикально измениться за время одного упругого столкновения молекул с частицами при определенных параметрах коллектива полей и молекулярного газа.
Во-вторых, выйти за рамки ЭД-приближения и полуклассической теории можно путем управления квантовыми событиями внутри- и межмолекулярной динамики энергетических состояний V-схемы переходов.
В-третьих, внутренняя знакопеременная амплитудно-фазовая модуляция БСВ накачки на V-схеме переходов (1) может корректировать процесс зарождения двумерной ПОС между энергиями квадратичных эффектов Штарка и Зеемана [3, 4].
КОНСТРУКТИВНАЯ ДВУМЕРНАЯ ОБРАТНАЯ СВЯЗЬ
Физической причиной зарождения двумерной ПОС является двумерный параметрический резонанс по энергии (интерференция внутримолекулярного поля и коллектива полей) между V-схемой переходов (1) и разностью , суммой частот в объеме когерентности БСВ
, (2)
где и – длина когерентности и диаметр пучка БСВ накачки. Здесь – номер шага поля БСВ в моменты смены знака ± амплитудной модуляции ортогонально оси Z и в моменты смены знака фазовой модуляции вдоль оси Z распространения БСВ.
Поле упругого столкновения, нарушая симметрию электронных оболочек молекулы, индуцирует в ней электрический и магнитный дипольные моменты, а также его слагаемые, характеризующие градиент поля и тензор гирации g. Эти слагаемые создают диамагнитную ловушку электрона и иона молекулы при их разбегании под действием сил Лоренца и Кориолиса. Здесь и – флуктуации электрической поляризуемости ортогонально и диамагнитной восприимчивости по оси Z БСВ.
Для реализации фазовой модуляции БСВ и зарождения двумерной ПОС необходимо задать достаточную асимметрию поля и достаточное число уширяющих частиц, фотонов БСВ накачки и молекул в объеме (2). Знакопеременная амплитудно-фазовая модуляция БСВ корректирует разбегание зарядов , и, соответственно, частоту флуктуации дипольных моментов и .
"Спусковым крючком" зарождения двумерной ПОС служит амплитудно-фазовый шаг , где флуктуации моментов , на частотах V-схемы (1) захвачены частотами и БСВ в двумерный параметрический резонанс. Размер шага БСВ должен быть меньше памяти валентного электрона [10] молекул (– энергия ионизации молекулы). Как следствие, возникает регулярный рост радиуса нелокальности отклика электрона между моментами и в аномальной области слабого магнитного мультипольного перехода (1) за счет деформации орбиты электрона упругим столкновением.
Компоненты коллектива полей и перекрываются на переходах (1), возникает квадратичная нелинейность в молекулах и растет диамагнитная энергия связи зарядов , при их разбегании за счет сил Лоренца и Кориолиса. Как следствие, в момент в объеме (2) зарождается двумерная ПОС между колебаниями энергий эффекта Штарка на частоте ортогонально и эффекта Зеемана на частоте по оси Z. Здесь и – радиус-векторы, проведенные из начала координат молекулы ортогонально и по оси Z в точки нахождения электрона в моменты и .
САМООРГАНИЗАЦИЯ АНСАМБЛЯ НАНОЧАСТИЦ И САМОВОЗБУЖДЕНИЕ ГЕНЕРАЦИИ
Двумерная ПОС управляет темпом разбегания зарядов , по V-схеме переходов молекул и эволюцией диамагнитных ловушек в амплитудно-фазовую профилированную зонную пластинку так, что четные и нечетные зоны Френеля в объеме (2) "работают в фазе". Амплитудно-фазовая зонная пластинка является магнитооптическим аналогом "фазовой" зонной пластинки [11], имеющей разную толщину четных и нечетных зон микролинзовой системы. Магнитооптический аналог позволяет плавно изменять фазу выходящей световой волны в пределах каждой зоны Френеля. При этом в аномальной области слабого магнитного мультипольного перехода уменьшается скорость переноса энергии коллектива полей до скорости электрона и растет фазовая скорость БСВ . Как следствие, растет крутизна действительной части и абсолютной величины мнимой части (восприимчивости ) комплексного показателя преломления на магнитном мультипольном переходе .
Поскольку время молекулярных релаксаций (при атмосферном давлении) больше длительности их упругого столкновения [12] и, тем более, шага изменения энергий , по V-схеме, то к концу цикла
(3)
энергия движения молекул замораживается до низшего состояния в (1), а энергия коллектива полей преобразуется в диамагнитную энергию высоковозбужденного магнитного мультипольного состояния, что на порядки увеличивает вероятность перехода . При этом в "системе" самоорганизуется ансамбль оптически активных наночастиц электрон-ион на приготовленном ММ нежестком переходе (1). Ансамбль наночастиц имеет форму многоцилиндрического (по числу зон Френеля) оптического "соленоида–резонатора" с электрическим, магнитным и механическим пространственно-временным упорядочением. Ансамбль наночастиц обладает:
комплексным показателем преломления
свойством кругового двулучепреломления;
выстроенными проекциями углового орбитального момента наночастиц по вектору поля стоячей волны σ±-поляризации (СВЭП) в "соленоиде–резонаторе".
Компоненты коллектива полей и в "соленоиде–резонаторе" сдвинуты по времени , а пространственное распределение их амплитуд смещено на так, что максимумы (пучности) совпадают с нулями (узлами) и наоборот. В точке пространства фазы (момент ) и (момент ) совпадают, что указывает на наличие вектора Умова-Пойнтинга для поля СВЭП в ансамбле наночастиц.
Совпадение узлов и пучностей напряженности (как в резонаторе ЭД-лазера) поля СВЭП связывает движение зарядов и на каждом ортогонально зонам Френеля на частоте амплитудной модуляции и вдоль зон Френеля на несущей частоте с частотой фазовой модуляции .
В момент окончания цикла (3):
режим двумерной ПОС преобразуется в режим автоколебания энергий (режим spin-flip) между ансамблем наночастиц электрон–ион и СВЭП;
ансамбль наночастиц резонансно преобразует поле БСВ π-поляризации в векторное соленоидальное (вихревое) поле ММ-излучения σ-поляризации по замкнутому циклу "испускание–поглощение".
ОЦЕНКА ХАРАКТЕРИСТИК ИЗЛУЧЕНИЯ
Оценку характеристик и свойств ММ-излучения целесообразно начать с характеристики состояния молекулы, электрических и магнитных фотонов. Состояние молекулы характеризуется угловым моментом J и четностью . Переход молекулы между состояниями регламентируется правилами отбора по моменту J и четности [13]. Молекула испускает на излучательном переходе квант энергии (фотон) векторного поля со спином S = 1. Полный угловой момент фотона – векторная сумма , где L – ранг сферических функций , входящих в состав волновой функции фотона.
Фотоны с орбитальным моментом и четностью называют электрическими или EJ-фотонами. Фотоны с орбитальным моментом и четностью называют магнитными или -фотонами. Таким образом, лазерное ЭД-излучение – это совокупность электрических фотонов, каждый из которых несет энергию . Лазерное ММ-излучение – это совокупность магнитных фотонов, каждый из которых несет энергию , соответствующую кванту магнитного потока [Дж/А] по оси Z.
Переход молекул между естественными состояниями ЭД-перехода регламентируется правилами отбора для электрического дипольного момента, ориентированного ортогонально оси Z [12]. Переход ансамбля наночастиц электрон–ион между состояниями приготовленного ММ перехода регламентируется правилами отбора для магнитного дипольного момента, ориентированного по оси Z. Магнитомультипольное излучение σ-поляризации генерируется на частоте приготовленного ММ-перехода в режиме spin-flip с угловым орбитальным моментом по оси Z.
МОНОХРОМАТИЧНОСТЬ
Монохроматичность ММ-излучения оценим по времени жизни фотона в объеме когерентности при добротности резонатора [1]. Объем имеет форму многоцилиндрического оптического "соленоида-резонатора" с регулярными безызлучательными потерями [7] по V-схеме. Причина потерь – торможение колебания поляризуемости молекул на ЭД-переходе с частотой и усиление колебания ее диамагнитной восприимчивости с накоплением (поглощением, ) диамагнитной энергии на слабом магнитном мультипольном переходе с частотой .
Добротность резонатора [1] можно оценить как – отношение резонансной частоты моды (зоны Френеля с учетом ) к ширине линии резонатора , и как (запасенная энергия)/(энергия, теряемая за период). Следовательно, монохроматичность ММ-излучения можно представить в виде
(4)
Условия эксперимента [6], где получен сигнал переизлучения, приводят к следующей оценке монохроматичности ММ-излучения. Диамагнитная энергия, запасенная ансамблем наночастиц и полем стоячей волны σ-поляризации, равна эрг при (S ≈ 0,8 см2 и
). При этом мощность ММ излучения за период будет равна на частоте .
Из (4) следует, что пороговая монохроматичность ММ излучения составляет .
ПОРЯДОК КОГЕРЕНТНОСТИ [14]
Порядок когерентности ММ излучения оценим по числу молекул mD, участвуюших в самоорганизации ансамбля наночастиц и заполняющих оптический "соленоид-резонатор" (2).
Критерием когерентности излучения в газе является соотношение [15]. Поскольку , то вопрос о когерентности вынужденных колебаний молекул в теории дисперсии сводится к сравнению с . Здесь и – скорость и время свободного пробега молекулы; и – длина свободного пробега и сечение релеевского рассеяния при атмосферных условиях для ; – поляризуемость непоглощающих () и изолированных молекул.
Молекулы, поглощая на магнитном мультипольном переходе () и взаимодействуя между собой через коллектив полей , , формируют соотношение , имеющее смысл критерия когерентности ММ излучения. Поскольку , то вопрос о когерентности ММ-излучения в объеме (2) сводится к сравнению изменений и за время (3). Так как флуктуации и в молекулах на каждом шаге в поле , синхронизованы, то и изменяются в объеме (2) ортогонально и вдоль оси Z поля БСВ накачки. Здесь и – скорость молекул в моменты , и время их свободного пробега в окружении уширяющих частиц .
Фотоны ММ-излучения зарождаются в объеме в такой момент , когда возникшее в каждой молекуле mD когерентное смещение электрона относительно иона способно к моменту создать анизотропную конфигурацию и орбиты электрона ортогонально и вдоль зон Френеля. Момент – начало самоорганизации молекул в диамагнитные ловушки, которые, удерживая заряды и в пределах зоны Френеля по высоте/толщине, самоорганизуются в ансамбль наночастиц за время (3). Ансамбль наночастиц образует "плоскую микролинзовую систему", расположенную ортогонально оси Z с шагом и по оси Z с шагом при интервалах между наночастицами и , соответственно.
Таким образом, условие , а также моменты и ограничивают число молекул водяного пара в объеме когерентности (2) до на стартовом состоянии V-схемы переходов. Это число молекул, участвующих в формировании генерации ММ-излучения, определяет mD порядок когерентности в пространственно-временных точках зон Френеля. Для молекул другого типа порядок когерентности будет другой.
НАПРАВЛЕННОСТЬ
Направленность ММ-излучения оценим, учитывая, что наночастицы электрон-ион ансамбля взаимодействуют между собой через коллектив полей , и имеют пространственно-временную когерентность -го порядка в многоцилиндрическом оптическом "соленоиде-
резонаторе".
Излучение БСВ накачки π–поляризации с диаметром и гауссовым поперечным распределением интенсивности на входе "соленоида-резонатора" создаст на его выходе пучок ММ излучения –поляризации
(5)
расходимость которого будет меньше дифракционной расходимости лазерного излучения в раз. Здесь – коэффициент, характеризующий пространственно-временную электрическую, магнитную и механическую упорядоченность наночастиц электрон–ион на приготовленном ММ нежестком переходе в объеме (2).
Корреляционная функция бегущей ММ волны c когерентностью mD-го порядка равна
.
ЯРКОСТЬ
Яркость пучка ММ излучения с диаметром и углом расходимости равна
(6)
что больше яркости лазерного ЭД излучения в раз из-за расходимости. Здесь – мощность пучка ММ излучения на выходе из "соленоида-резонатора". Энергия ММ излучения зависит от энергии БСВ π-поляризации, длины когерентности , сечения максимальной зоны Френеля и концентрации наночастиц (молекул)
.
Поскольку электрические фотоны поля БСВ π-поляризации преобразуются в магнитные фотоны ММ излучения σ-поляризации в замкнутом цикле "испускание–поглощение", то квантовая эффективность преобразования энергии достигает .
ПОМЕХОУСТОЙЧИВОСТЬ
Помехоустойчивость ММ-излучения в атмосфере обусловлена, во-первых, тем, что перенос информации (и энергии) в атмосфере определяется его магнитной компонетой , дальнодействие которой задано законом Био-Савара на оси оптического "соленоида-резонатора" (как в соленоиде [16]). Здесь и – номер зоны Френеля и электронный ток на ее поверхности. Отсутствие зависимости поля на оси "резонатора" в зонах Френеля от расстояния r между зарядами и при орбитальном моменте по оси Z обрекает волновой фронт ММ-излучения на устойчивость перед турбулентностью неоднородности комплексного показателя преломления атмосферы в макромасштабе закона Био-Савара. Угловой орбитальный момент по оси Z обеспечивает превышение помехоустойчивости волнового фронта лазерного ММ-излучения в атмосфере в ~106–1010 раз над лазерным ЭД-излучением.
Во-вторых, вероятность магнитодипольных переходов молекул (атомов) в ~106 раз меньше вероятности ЭД-переходов; во столько же раз меньше будет ослабляться интенсивность ММ-излучения в атмосфере относительно интенсивности лазерного ЭД-излучения. Эти два качества ММ-излучения позволяют использовать ММ-лазеры в различных оптических системах независимо от погодных условий.
В-третьих, ММ-излучение регистрируется фотоприемником, построенны как на электрооптическом принципе, так и на магнитооптическом принципе. Во втором случае величина S/N фотоприемника не зависит от времени суток, что обеспечивает круглосуточную помехоустойчивую работу в атмосфере оптических систем на основе ММ-лазера.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В зарубежной и отечественной литературе отсутствуют данные, связанные с генерацией ММ-излучения. Как правило, приводятся результаты формирования спиральных пучков в анизотропной среде резонатора лазера, генерирующего излучение на ЭД-переходе. Волновой фронт ЭД-излучения "рассыпается" (теряет устойчивость) на мелкие вихревые потоки при распространении ЭД-излучения в реальной атмосфере. Процесс "рассыпания" обусловлен интерференцией первичных и вторичных волн на дислокациях, сформированных турбулентностью атмосферы [17].
В рамках классической электродинамики реализовать лазерное ММ-излучение невозможно. Для генерации ММ-излучения необходимо теоретические задачи решать в рамках квантовой электродинамики и экспериментально апробировать концептуальную модель на современной технологической базе. ООО "Суперпозиция" при ИОА СО РАН успешно решило теоретико-экспериментальные задачи стадии "0" НИОКР Фонда Сколково. На стадии "1" предполагается создать теоретическую основу, прототип ММ-лазера и получить генерацию ММ-излучения.
ЛИТЕРАТУРА
Звелто О. Принципы лазеров. – СПб.: Лань, 2008.
Способ синтеза оптически активной диамагнитной среды. Пат. 2320979. Россия, МПК51 GO1N 21/00, H01S 3/094. Лопасов В.П. №2006110006/28; Заявл.28.032006, опубл. 27.03.2008. Бюл. №9.
Лопасов В.П. Принципы генерации лазерного излучения на приготовленном магнитодипольном переходе. – Прикладная физика, 2012, № 4, c. 24–33.
Лопасов В.П. Оценка характеристик лазерного излучения на приготовленном магнитомультипольном переходе. – Прикладная физика, 2012, № 5, c. 5–10.
Зуев В.Е., Лопасов В.П., Макогон М.М. –ДАН СССР. 1971. т. 199. № 5. с. 1041.
Лопасов В.П. – Оптика атм. и океана, 1997, т. 10, № 9, с. 996.
Тихомиров А.Б., Пташник И.В., Тихомиров Б.А. – Оптика и спектроскопия, 2006, т. 101, с. 80.
Лопасов В.П., Пономарев Ю.Н, Тихомиров Б.А. – Квантовая электроника, 1982, т. 9, № 8, с. 181.
Кочанов В.П., Лопасов В.П., Лукьяненко С.Ф. – Известия АН СССР, Сер. Физическая, 1985, т. 49, № 3, с. 516.
Ильинский Ю.А., Келдыш Л.В.Взаимодействие электромагнитного излучения с веществом. – М.: МГУ, 1989.
Ахманов С.А., Никитин С.Ю. Физическая оптика. – М.: МГУ, 2004.
Фано У, Фано Л. Физика атомов и молекул. – М.: Наука, 1980.
Ахиезер А.И., Берестецкий В.Б. Квантовая электродинамика. – М.: Физмат, 1959.
Лоудон Р. Квантовая теория света. – М.: Мир, 1976.
Собельман И.И. К теории рассеяния света в газах. – УФН, 2002, т.172, №1, с.85–90.
Физический энциклопедический словарь. – М.: БРЭ, 1995, с.14
Абрамочкин Е Г., Волостников В.Г. – УФН, 2004, т. 174, № 12, с. 1273.
Отзывы читателей
