eng
Выпуск #1/2018
В.П.Лопасов, И.В.Ивонин
Генерация лазерного излучения нового типа для решения наукоемких прикладных задач. Часть 1
Генерация лазерного излучения нового типа для решения наукоемких прикладных задач. Часть 1
Просмотры: 3244
Создана физическая основа генерации магнитомультипольного (ММ) излучения в диапазоне 250–900 нм в неравновесной системе "коллектив полей + молекулярный газ". Обоснован механизм двумерной обратной связи между энергиями квадратичных эффектов Штарка на низкочастотном электродипольном (стартовом) и Зеемана на высокочастотном магнитном мультипольном (рабочем) колебательно-вращательных (КВ) переходах.
DOI: 10.22184/1993-7296.2018.69.1.44.52
DOI: 10.22184/1993-7296.2018.69.1.44.52
Теги: magnetomultipolar laser propagation of laser radiation in the atmosphere магнитомультипольный лазер распространение лазерного излучения в атмосфере
1. ВВЕДЕНИЕ
Традиционное представление генерации лазерного излучения базируется на физике лазера, состоящего из трех элементов: рабочая среда, резонатор и система накачки. Характеристики этих элементов описываются по отдельности, а взаимодействие поля накачки со средой в резонаторе лазера описывается в рамках квантово-электродинамического (КЭД) подхода к взаимодействию электромагнитного (э/м) излучения с веществом [1, 2]. Ключевую роль играет физическая основа, в рамках которой зарождается механизм обратной связи (ОС) в резонаторе между вынужденным излучением на частоте рабочего перехода и молекулами (атомами) активной среды. Генерация самовозбуждается в момент времени, когда между состояниями электродипольного (ЭД) перехода среды на частоте одной из мод резонатора достигнута пороговая инверсия населенности. Каждая характеристика ЭД излучения формируется независимо.
В последние годы физика лазеров пополнилась новыми разделами: волоконные лазеры [3], мощные лазеры на тонких дисках, имеющих форму цилиндрических стержней [4], квантово-каскадные лазеры, где основой активной среды являются три связанных квантовых ямы [5], сверхрешетка [6] или чирпированная сверхрешетка [7]. Во всех перечисленных случаях генерация лазерного излучения самовозбуждается на естественных ЭД переходах молекул (атомов) в приготовленной активной среде [1]. Такое лазерное излучение имеет электродипольную природу, когерентность 1-го порядка [8], а его распространение в атмосфере зависит от закона Кулона, который способствует росту низко- и высокочастотных флуктуаций интенсивности излучения в среде.
Недостаток ЭД излучения в том, что его распространение в атмосфере сильно зависит от ее аэрозольно-молекулярно-ионного состава, включая облака, дымки, туман, дождь, снег (они уменьшают сигнал / шум лазерного канала). При этом турбулентность атмосферы искажает до распада волновой фронт излучения из-за низко- и высокочастотных флуктуаций интенсивности излучения. Помехоустойчивость в атмосфере лазерных систем связи, навигации и других средств на основе ЭД излучения недостаточна уже для трасс, превышающих 1–5 км [9–12].
Решение наукоемких коммуникационных, аэрокосмических, атмосферно-оптических и др. задач требует качественно нового уровня устойчивости волнового фронта лазерного излучения на больших атмосферных трассах, в том числе с большой магнитной индукцией в различных объектах. Актуальным стало освоение новой глубины знаний взаимодействия э/м излучения с веществом для генерации магнитомультипольного (ММ) излучения на ММ электронном переходе, приготовленном в области рабочего КВ перехода [13].
Новое представление генерации излучения базируется на физике лазера, состоящего из двух элементов: молекулярный газ и бигармоническое излучение (БИ) накачки с экстремальными характеристиками. Изменение характеристик этих элементов описывается в рамках квантово-электромагнитодинамического (КЭМД) подхода к взаимодействию э/м излучения с веществом [13, 14] на этапе ≈10–12 c, меньше длительности упругого столкновения молекул. Генерация ММ излучения самовозбуждается в ансамбле наночастиц электрон-ион в момент накопления пороговой диамагнитной энергии на высоковозбужденном состоянии приготовленного ММ электронного перехода. Все характеристики ММ излучения формируются взаимозависимо.
Вероятность магнитного мультипольного КВ перехода аэрозольно-молекулярно-ионного состава атмосферы на 7–8 порядков меньше вероятности ЭД переходов, и во столько же раз меньше будет ослабляться в атмосфере ММ излучение. Кроме того, ключевую роль в формировании комплексного показателя преломления среды играет закон Био-Савара. Этот закон способствует минимизации низко- и высокочастотных флуктуаций излучения при открытой самоорганизации системы "коллектив полей + молекулярный газ" ("КП + МГ") в оптически активный ансамбль диамагнитных наночастиц электрон-ион.
Цель работы – создать физическую основу генерации ММ излучения с когерентностью высокого порядка, винтовым фронтом, большим орбитальным магнитным/механическим моментом на частоте приготовленного ММ электронного перехода при заданной скорости накопления пороговой диамагнитной энергии.
2. АНОМАЛЬНЫЙ РЕЗУЛЬТАТ ЭКСПЕРИМЕНТОВ В ЛАЗЕРНОЙ СПЕКТРОСКОПИИ
2.1. Аномальный результат спектров Н2О в поле излучения лазера на рубине
В 1969 году научная группа лазерной спектроскопии из института ИОА СО РАН разработала, изготовила и запустила в рабочий режим скоростной спектрометр на основе рубинового лазера с тепловой и электрооптической перестройкой длины волны излучения. Многоходовая газовая кювета с оптической системой Уайта позволяла получать длину хода лазерного луча до ℓ ≈ 300 м при расстоянии между зеркалами ~5,0 м.
Лазер генерировал БИ: две частоты шириной ≤300 МГц, разнесенные на интервал ≈300 МГц при десятикратном соотношении интенсивностей I1 / I2 ≈ 1 / 10. Шаг перестройки частоты излучения лазера ограничен снизу межмодовым интервалом, а сверху – однородной шириной контура спектральной линии среды.
В 1970 году на лазерном спектрометре измерялись параметры известной линии 694,38 нм Н2О [15] при насыщенном водяном паре Н2О в N2. Использовалась генерация лазера на рубине при частоте следования ≈5 МГц двойных пичков импульса с шириной спектра ≤300 МГц излучения линейной (π) поляризации. Линия поглощения 694,38 нм соответствует вырожденному КВ переходу 4–3 → 54 полосы 000 → 003 основного электронного состояния молекулы Н2О. Поглощение излучения накачки в Н2О регистрировалось при чувствительности Kλ,min ≈10–5 см–1 в рамках закона Бугера для более интенсивной линии БИ накачки π поляризации с погрешностью 8–10% [16]. Измерялось отношение интенсивности пучка, вышедшего из кюветы, к его интенсивности на входе в кювету K = Jν / J0ν (рис.1).
Кроме известной линии 694,38 нм поглощения молекулы Н2О было зарегистрировано еще девять слабых линий. Обнаружена аномалия: ширина известной линии поглощения в ~2 раза меньше ширины столкновительного контура. Коэффициент поглощения Кl в центре контура был в ~2 раза больше по сравнению с данными [15]. Некоторые из девяти линий зарегистрированы в 2006 году на оптико-акустическом спектрометре (ОАС) [17].
В 1973 году на полихроматическом внутрирезонаторном лазерном спектрометре (ВРЛС) в "провале" излучения рубинового лазера от линии поглощения 694,38 нм Н2O [15] зарегистрирован мощный монохроматический сигнал переизлучения вблизи центра линии поглощения (рис. 2). Результат опубликован в обзорной работе [18].
Функциональная связь между аномальным поглощением/переизлучением света молекулами Н2O в контуре линии 694,38 нм и структурой БИ накачки π поляризации найдена с помощью двух контрольных экспериментов.
2.2. Результаты контрольных экспериментальных измерений
В первом контрольном эксперименте на ОАС исследовалась зависимость контура линии 694,38 нм поглощения H2O в N2 от интенсивности It квазимонохроматического (0,03 см–1) лазерного излучения на рубине при π и круговой (σ) поляризации [18].
Поглощение излучения σ поляризации (б) в центре линии 694,38 нм не изменялось при интенсивности 5–35 МВт/см2, тогда как интенсивность излучения π поляризации (а) в центре линии уменьшалась, рис. 3.
Величина А (It, λ) соответствует сигналу ОАС в условиях квазистационарного ≈30–40 нс нелинейного поглощения. Обнаружено сужение контура
линии поглощения при увеличении интенсивности в диапазоне It ≈ 20–35 МВт/см2. Здесь Т и χ(λ) – время измерения (0,5–1 час) контура и истинный контур линии поглощения.
Такое изменение Α(Ιt, λ) не может быть обусловлено спецификой оптико-акустического метода измерения поглощения при больших интенсивностях возбуждающего излучения [19]. Предполагается наличие эффектов, связанных с изменением внутри- и межмолекулярного движения в сильном световом поле [20].
Интенсивность насыщения поглощения Is, установленная из зависимости Α(Ιt, λ) в центре линии поглощения по методике [19] для общего давления смеси PH20+N2 ≈ 270 Tорр, имеет значение (3,2 ± 0,5) Дж/cм2. Это на порядок выше значения, вычисленного по дипольному моменту на переходе 4–3 → 54 полосы 000 → 003 молекулы Н2О.
К эффектам, объясняющим сужение столкновительного контура линии 694,38 нм молекул в сильном поле It ≈ 35 МВт/см2 при PH20+N2 ≈ 300 Tорр, можно отнести следующие:
1. Сужение контура линии молекулярного поглощения в сильном поле σ поляризации за счет перестройки вращательных уровней Н2О [20].
Ширина линии составных КВ переходов молекулы Н2О обладает высокой чувствительностью к изменению ее поляризуемости во внешнем поле [18].
2. Усиление эффекта Дике [21].
Эффект Дике (сужение столкновительного контура линии) усиливается при "неравновесных" (экстремальных) условиях среды из-за роста корреляции между шириной, сдвигом уровней и вероятностью молекулярного перехода [22]. Рост корреляции возникает за счет вклада упругих столкновений в изменение проекций угловых моментов Ji, Jj уровней перехода при участии штарковского расщепления-смещения уровней перехода.
Оценки показывают: время для вклада упругих столкновений в сужении контура линии должно быть меньше времени свободного пробега молекул ≈10–10 c в условиях реальной атмосферы. Открывается возможность управления движением валентного электрона во времени и в пространстве на каждом шаге T+q / 4 ≤ 10–15 c за счет эффекта нелокальности отклика валентного электрона молекул на внешнее э / м поле [23].
Второй контрольный эксперимент заключался в обнаружении влияния резонансного штарковского расщепления-смещения вращательных уровней спектра поглощения Н2O радиочастотным (РЧ) полем на изменение контура линии КВ перехода при его резонансе оптическому излучению [24].
Молекула Н2O обладает постоянным дипольным моментом ~2D и сложной структурой вращательных уровней, разделенных на интервалы ΔωΒ ≈ 1 см–1. Штарковское расщепление КВ уровней составляет Δωst ≈ (d0 E0 / ħ)2 /ΔωB, где d0 – дипольный момент на виртуальном переходе с рабочего на ближайший возмущенный уровень. При d0 ≈ 10–4 D, E0 ≈ 300 в/см и ΔωB ≈ 1 cм–1 расщепление уровней составляет величину Δωst ≤ 1 МГц.
Действие РЧ поля сводится к выравниванию населенностей магнитных M-подуровней и корреляционной связи ("спектрального обмена") между оптическими переходами JmMm ↔ JnMn за счет электрического дипольного момента, индуцированного упругим столкновением H2O и N2.
Участие упругого столкновения молекул H2O и N2 изменяет контур КВ перехода линии поглощения K (ω) в оптическом поле. Простейшее сложение частот оптического ω и электрического Ω полей в трехуровневой схеме с участием, например, уровней Jm0, Jm1, Jn0 (рис.4) реализуется как оптически-радиочастотный резонанс [25, 26].
Используя формулы (3.14)–(3.16) работы [26] и присутствие РЧ поля, получаем меру изменения контура K (ω) линии поглощения КВ перехода η ≈ (d0 E0 / ħ γ)2 ~ 1 при Δωst ≤ γ. То есть, изменение частоты Ω в пределах ударной полуширины оптического перехода γ ≤ 109 c–1 (давление газа ~50–200 Торр) может и уширять, и сужать контур K (ω) линии поглощения по сравнению со случаем, когда РЧ поле E0 = 0.
Эксперимент выполнялся на ВРЛС (длина резонатора ℓ = 9,6, межмодовый интервал 15 MГц) с динамической штарковской ячейкой в полуконфокальном резонаторе рубинового лазера (интервал между поперечными модами – единицы MГц). Амплитуда электрического поля на обкладках конденсатора ячейки в ВРЛС варьировалась в пределах 50–300 в/см. Частота Ω изменялась в диапазоне 1–20 MГц, характерном для частоты следования пичков свободной генерации лазера [16] и межмодового интервала полуконфокального резонатора лазера [24]. Результат эксперимента и схема ВРЛС показаны на рис.5.
В поле 300 в/см максимальное увеличение γf и уменьшение I(0) достигается на частоте Ωy = 5 МГц, а максимальные уменьшения γf и увеличения I(0) достигаются на частоте Ωс = 15 МГц. Смена знака деформации контура "провала" происходит на частоте Ωн = 8,1 MГц. Результат измерения I(0) и γf составляет 10–15% при разбросе значений измеряемых величин 4%. Зависимость "нейтральной" частоты от амплитуды поля квадратичная, что доказывает возможность управления сужением контура линии поглощения/переизлучения в аномальной области путем изменения структуры э/м поля накачки.
2.3. Запуск в молекулах H2O механизма самоорганизации наночастиц электрон-ион
Анализ экспериментальных результатов и результата НИР в 2000–2002 годы привел к идее двумерного резонанса по энергии. Двумерный резонанс самоорганизуется между разностью 2ω–q = (ω1q – ω2q), суммой 2ω+q = (ω1q + ω2q) частот БИ накачки и низкочастотным k’ → k (стартовым) ЭД, высокочастотным магнитным мультипольным (рабочим) k →← n КВ переходами. КВ переходы объединены состоянием k в V-схему (рис. 6).
Двумерный резонанс колебания энергий на частотах 2ω–q и 2ω+q запускает механизм двумерной (во времени-пространстве) ОС между энергиями квадратичных эффектов Штарка δWSt⊥∥q = 0 и Зеемана δW˘Z⊥∥q = 0 при экстремальных условиях на систему "КП+МГ". Здесь q = 0, 1, 2, 3,...q* =
= 2ω+q=0 / 2ω–q=0 = 103–106 – целочисленный номер шага T+q / 4 воздействия коллектива полей EΣ⊥∥q и HΣ∥⊥q на каждую молекулу.
Коллектив полей [13, 14] состоит из векторной суммы электрических DC⊥∥q + EB⊥q + DR⊥q + EΣ⊥∥q и векторной суммы магнитных BC∥⊥q + HB∥q + BR∥q + HΣ∥⊥q компонент поля упругого столкновения (С) молекул с уширяющими молекулами, БИ накачки π поляризации (В) и релеевского рассеяния (R). Молекулярный газ – это рабочие молекулы H2O (mD) и уширяющие молекулы N2 (mb).
Молекулы H2O в объеме когерентности БИ
ΔVq=0 → ΔVq* ≈ Δz∥q*πr2nf⊥q*, (1)
находящиеся в состоянии k’, участвуют в открытой самоорганизации системы "КП + МГ" в оптически активный ансамбль диамагнитных наночастиц электрон-ион на ММ электронном переходе, приготовленном в области рабочего k →← n КВ перехода. Здесь Δz∥q* и πr2nf⊥q* – длина временной когерентности и радиус пучка БИ накачки.
Механизм двумерной ОС реализуется между энергиями квадратичных эффектов Штарка δWSt⊥∥q = 0 и Зеемана δW˘Z⊥∥q = 0 при экстремальных условиях на систему "КП+МГ" [13, 14].
2ω–q; 2ω+q; I1q / I2q ≠ 1; mb >> Nph >> mD; T°K (2)
Диамагнитная энергия в молекулах растет до пороговой величины δW˘Z⊥∥q* на каждом шаге T+q / 4 за счет колебания штарковской на частоте 2ω–q и зеемановской на частоте 2ω+q энергий при заданной асимметрии интенсивностей I1q=0 / I2q=0 ≠ 1; Nph – концентрация фотонов в объеме (1).
Упругое столкновение N2 и H2O индуцирует в H2O электрический (3)
de⊥∥q = α⊥∥q DC⊥∥q + 1/3 A⊥∥q ∇ DC⊥∥q + G⊥∥q BC⊥∥q ... (3)
и магнитный (4)
dm⊥∥q = –χd∥⊥q ΒC∥⊥q – ~G∥⊥q DC⊥∥q ... (4)
дипольные моменты [27] с поляризуемостью α⊥∥q, диамагнитной восприимчивостью –χd∥⊥q, квадрупольной поляризуемостью 1/3 A⊥∥γq ∇ D∥γq и тензорами G⊥∥q, ~G∥⊥q. Тензоры G⊥∥q, ~G∥⊥q функционально связаны с тензором гирации gq молекулы H2O.
В области излучения лазера на рубине используем V-схему в молекуле H2O, которая состоит из двух КВ переходов
4–3q (000) → 4Е–3k (000) ←→ 5Е–4q (000) (5)
с общим низшим состоянием 4–3q (000).
Состояние 4–3q (000) молекулы H2O – результат смещения на 2∆JK ≈ 345,6 МГц за счет центробежного растяжения [28] и на 2∆JKq за счет упругого столкновения H2O с N2. Состояние 5Е–4q (000) – результат смещения за счет столкновения. Здесь (000) ⇔ (103) – колебательный переход молекулы H2O и J = 4,5 – квантовые числа углового момента H2O.
Продолжение статьи будет посвящено физическим основам генерации магнитомультипольного излучения. Ранее эта работа была поддержана Фондом Сколково № КТИТ‑11 от 18.09.2012 году и ТРИНЦ Томской области в 2014 году.
Авторы благодарны С. Н. Багаеву за обсуждение работы на Ученом совете ИЛФ СО РАН и С. М. Кобцеву за обсуждение работы в НИ НГУ, В. Г. Багрову и А. А. Рухадзе за консультации и полезные дискуссии, В. Н. Черепанову и Р. Р. Валиеву за аналитику системы "коллектив полей+молекулярный газ".
ЛИТЕРАТУРА
1. Svelto O. Principles of Lasers. – С-Пб.: Лань, 2008.
2. Ораевский А. Н. – Квант. электр., 2001, т.31, № 12, с.1038.
3. Hanna D. C. Institute of Physics, Bristol, 1996, p.195–208.
4. Limpert J., Schmidt O. et al. – Optics Express, 2006, №14(7), p.2715.
5. Faist J., Capasso F.et al. – Science, 1994, v.264, p.553.
6. Faist J. et al. – Appl. Phys. Lett., 2001, v.78, p.141.
7. Scamarcio G., Capasso F. et al. – Science., 1997, v. 276, p.773.
8. Loudon R. The Quantum Theory of Light. Clarendon Press, Oxford, 1973.
9. Абрамочкин Е.Г, Волостников В. Г. Современная оптика гауссовых пучков.– М.: ФМЛ, 2010.
10. Зуев В. Е., Банах В. А., Покасов В. В. Оптика турбулентной атмосферы. т.5. –Л.: Гидрометеоиздат, 1988.
11. Djerroud K., Samain E. et al. – Optics Letters, 2010, v.35, Issue 9, p.1479.
12. Касаткин Н. Ф. – Технологии и средства связи, 2006, № 4.
13. Лопасов В. П. – Прикладная физика, 2012, № 4, с.24.
14. Лопасов В. П. – Опт. Атмосферы и океана, 2012, т.29, № 8, с.715.
15. Long R. K. – Columbus, Ohio State Univ. Engineering Publication Bull, 1966, №199, p. 24.
16. Зуев В. Е., Лопасов В.П, Макогон М. М. – ДАН СССР, 1971, т. 199, № 5, c. 1041.
17. Тихомиров А. Б., Пташник И. В., Тихомиров Б. А. – Опт. и спектр., 2006, т.101, c.80.
18. Лопасов В. П. – Оптика атм. и океана, 1997, т.10, № 9, c.996.
19. Макогон М.М, Пономарев Ю. Н. В кн.: Лазерная спектроскопия атмосферных газов. – Томск: ИОА СО РАН, 1978.
20. Апанасевич П. А. Основы теории взаимодействия света с веществом. – Минск: Наука и техника, 1977.
21. Dike R. N. – Phys. Rev., 1953, №2, p.472–473.
22. Бурштейн И., Стрекалов М. Л., Темкин С. И. – ЖЭТФ, 1974, т.66, №3, с.894–906.
23. Ильинский Ю.А, Келдыш Л. В. Взаимодействие электромагнитного излучения с веществом. – М.: МГУ, 1989.
24. Кочанов В. П., Лопасов В. П. и Лукъяненко С. Ф. – Известия Академии наук СССР, 1985, т.49, № 3, c.516–520.
25. Стейнфелд Дж., Хаустон П. В кн.: Лазерная и когерентная спектроскопия /Под ред. Стейнфелда Дж. – М.: Мир, 1982.
26. Шимода К. В. В кн.: Лазерная спектроскопия атомов и молекул / Под ред. Вальтера Г. – М.: Мир,1979.
27. Бекингем Э. Основы теории межмолекулярных сил. Применение к малым молекулам. В кн. "Межмолекулярные взаимодействия: от двухатомных молекул до биополимерных" под редакцией Б. Пюльмена. – М.: Мир, 1981.
28. Быков А.Д, Макушкин Ю.С, Улеников О. Н. Колебательно-вращательная спектроскопия водяного пара. – Новосибирск: Наука, 1989.
Традиционное представление генерации лазерного излучения базируется на физике лазера, состоящего из трех элементов: рабочая среда, резонатор и система накачки. Характеристики этих элементов описываются по отдельности, а взаимодействие поля накачки со средой в резонаторе лазера описывается в рамках квантово-электродинамического (КЭД) подхода к взаимодействию электромагнитного (э/м) излучения с веществом [1, 2]. Ключевую роль играет физическая основа, в рамках которой зарождается механизм обратной связи (ОС) в резонаторе между вынужденным излучением на частоте рабочего перехода и молекулами (атомами) активной среды. Генерация самовозбуждается в момент времени, когда между состояниями электродипольного (ЭД) перехода среды на частоте одной из мод резонатора достигнута пороговая инверсия населенности. Каждая характеристика ЭД излучения формируется независимо.
В последние годы физика лазеров пополнилась новыми разделами: волоконные лазеры [3], мощные лазеры на тонких дисках, имеющих форму цилиндрических стержней [4], квантово-каскадные лазеры, где основой активной среды являются три связанных квантовых ямы [5], сверхрешетка [6] или чирпированная сверхрешетка [7]. Во всех перечисленных случаях генерация лазерного излучения самовозбуждается на естественных ЭД переходах молекул (атомов) в приготовленной активной среде [1]. Такое лазерное излучение имеет электродипольную природу, когерентность 1-го порядка [8], а его распространение в атмосфере зависит от закона Кулона, который способствует росту низко- и высокочастотных флуктуаций интенсивности излучения в среде.
Недостаток ЭД излучения в том, что его распространение в атмосфере сильно зависит от ее аэрозольно-молекулярно-ионного состава, включая облака, дымки, туман, дождь, снег (они уменьшают сигнал / шум лазерного канала). При этом турбулентность атмосферы искажает до распада волновой фронт излучения из-за низко- и высокочастотных флуктуаций интенсивности излучения. Помехоустойчивость в атмосфере лазерных систем связи, навигации и других средств на основе ЭД излучения недостаточна уже для трасс, превышающих 1–5 км [9–12].
Решение наукоемких коммуникационных, аэрокосмических, атмосферно-оптических и др. задач требует качественно нового уровня устойчивости волнового фронта лазерного излучения на больших атмосферных трассах, в том числе с большой магнитной индукцией в различных объектах. Актуальным стало освоение новой глубины знаний взаимодействия э/м излучения с веществом для генерации магнитомультипольного (ММ) излучения на ММ электронном переходе, приготовленном в области рабочего КВ перехода [13].
Новое представление генерации излучения базируется на физике лазера, состоящего из двух элементов: молекулярный газ и бигармоническое излучение (БИ) накачки с экстремальными характеристиками. Изменение характеристик этих элементов описывается в рамках квантово-электромагнитодинамического (КЭМД) подхода к взаимодействию э/м излучения с веществом [13, 14] на этапе ≈10–12 c, меньше длительности упругого столкновения молекул. Генерация ММ излучения самовозбуждается в ансамбле наночастиц электрон-ион в момент накопления пороговой диамагнитной энергии на высоковозбужденном состоянии приготовленного ММ электронного перехода. Все характеристики ММ излучения формируются взаимозависимо.
Вероятность магнитного мультипольного КВ перехода аэрозольно-молекулярно-ионного состава атмосферы на 7–8 порядков меньше вероятности ЭД переходов, и во столько же раз меньше будет ослабляться в атмосфере ММ излучение. Кроме того, ключевую роль в формировании комплексного показателя преломления среды играет закон Био-Савара. Этот закон способствует минимизации низко- и высокочастотных флуктуаций излучения при открытой самоорганизации системы "коллектив полей + молекулярный газ" ("КП + МГ") в оптически активный ансамбль диамагнитных наночастиц электрон-ион.
Цель работы – создать физическую основу генерации ММ излучения с когерентностью высокого порядка, винтовым фронтом, большим орбитальным магнитным/механическим моментом на частоте приготовленного ММ электронного перехода при заданной скорости накопления пороговой диамагнитной энергии.
2. АНОМАЛЬНЫЙ РЕЗУЛЬТАТ ЭКСПЕРИМЕНТОВ В ЛАЗЕРНОЙ СПЕКТРОСКОПИИ
2.1. Аномальный результат спектров Н2О в поле излучения лазера на рубине
В 1969 году научная группа лазерной спектроскопии из института ИОА СО РАН разработала, изготовила и запустила в рабочий режим скоростной спектрометр на основе рубинового лазера с тепловой и электрооптической перестройкой длины волны излучения. Многоходовая газовая кювета с оптической системой Уайта позволяла получать длину хода лазерного луча до ℓ ≈ 300 м при расстоянии между зеркалами ~5,0 м.
Лазер генерировал БИ: две частоты шириной ≤300 МГц, разнесенные на интервал ≈300 МГц при десятикратном соотношении интенсивностей I1 / I2 ≈ 1 / 10. Шаг перестройки частоты излучения лазера ограничен снизу межмодовым интервалом, а сверху – однородной шириной контура спектральной линии среды.
В 1970 году на лазерном спектрометре измерялись параметры известной линии 694,38 нм Н2О [15] при насыщенном водяном паре Н2О в N2. Использовалась генерация лазера на рубине при частоте следования ≈5 МГц двойных пичков импульса с шириной спектра ≤300 МГц излучения линейной (π) поляризации. Линия поглощения 694,38 нм соответствует вырожденному КВ переходу 4–3 → 54 полосы 000 → 003 основного электронного состояния молекулы Н2О. Поглощение излучения накачки в Н2О регистрировалось при чувствительности Kλ,min ≈10–5 см–1 в рамках закона Бугера для более интенсивной линии БИ накачки π поляризации с погрешностью 8–10% [16]. Измерялось отношение интенсивности пучка, вышедшего из кюветы, к его интенсивности на входе в кювету K = Jν / J0ν (рис.1).
Кроме известной линии 694,38 нм поглощения молекулы Н2О было зарегистрировано еще девять слабых линий. Обнаружена аномалия: ширина известной линии поглощения в ~2 раза меньше ширины столкновительного контура. Коэффициент поглощения Кl в центре контура был в ~2 раза больше по сравнению с данными [15]. Некоторые из девяти линий зарегистрированы в 2006 году на оптико-акустическом спектрометре (ОАС) [17].
В 1973 году на полихроматическом внутрирезонаторном лазерном спектрометре (ВРЛС) в "провале" излучения рубинового лазера от линии поглощения 694,38 нм Н2O [15] зарегистрирован мощный монохроматический сигнал переизлучения вблизи центра линии поглощения (рис. 2). Результат опубликован в обзорной работе [18].
Функциональная связь между аномальным поглощением/переизлучением света молекулами Н2O в контуре линии 694,38 нм и структурой БИ накачки π поляризации найдена с помощью двух контрольных экспериментов.
2.2. Результаты контрольных экспериментальных измерений
В первом контрольном эксперименте на ОАС исследовалась зависимость контура линии 694,38 нм поглощения H2O в N2 от интенсивности It квазимонохроматического (0,03 см–1) лазерного излучения на рубине при π и круговой (σ) поляризации [18].
Поглощение излучения σ поляризации (б) в центре линии 694,38 нм не изменялось при интенсивности 5–35 МВт/см2, тогда как интенсивность излучения π поляризации (а) в центре линии уменьшалась, рис. 3.
Величина А (It, λ) соответствует сигналу ОАС в условиях квазистационарного ≈30–40 нс нелинейного поглощения. Обнаружено сужение контура
линии поглощения при увеличении интенсивности в диапазоне It ≈ 20–35 МВт/см2. Здесь Т и χ(λ) – время измерения (0,5–1 час) контура и истинный контур линии поглощения.
Такое изменение Α(Ιt, λ) не может быть обусловлено спецификой оптико-акустического метода измерения поглощения при больших интенсивностях возбуждающего излучения [19]. Предполагается наличие эффектов, связанных с изменением внутри- и межмолекулярного движения в сильном световом поле [20].
Интенсивность насыщения поглощения Is, установленная из зависимости Α(Ιt, λ) в центре линии поглощения по методике [19] для общего давления смеси PH20+N2 ≈ 270 Tорр, имеет значение (3,2 ± 0,5) Дж/cм2. Это на порядок выше значения, вычисленного по дипольному моменту на переходе 4–3 → 54 полосы 000 → 003 молекулы Н2О.
К эффектам, объясняющим сужение столкновительного контура линии 694,38 нм молекул в сильном поле It ≈ 35 МВт/см2 при PH20+N2 ≈ 300 Tорр, можно отнести следующие:
1. Сужение контура линии молекулярного поглощения в сильном поле σ поляризации за счет перестройки вращательных уровней Н2О [20].
Ширина линии составных КВ переходов молекулы Н2О обладает высокой чувствительностью к изменению ее поляризуемости во внешнем поле [18].
2. Усиление эффекта Дике [21].
Эффект Дике (сужение столкновительного контура линии) усиливается при "неравновесных" (экстремальных) условиях среды из-за роста корреляции между шириной, сдвигом уровней и вероятностью молекулярного перехода [22]. Рост корреляции возникает за счет вклада упругих столкновений в изменение проекций угловых моментов Ji, Jj уровней перехода при участии штарковского расщепления-смещения уровней перехода.
Оценки показывают: время для вклада упругих столкновений в сужении контура линии должно быть меньше времени свободного пробега молекул ≈10–10 c в условиях реальной атмосферы. Открывается возможность управления движением валентного электрона во времени и в пространстве на каждом шаге T+q / 4 ≤ 10–15 c за счет эффекта нелокальности отклика валентного электрона молекул на внешнее э / м поле [23].
Второй контрольный эксперимент заключался в обнаружении влияния резонансного штарковского расщепления-смещения вращательных уровней спектра поглощения Н2O радиочастотным (РЧ) полем на изменение контура линии КВ перехода при его резонансе оптическому излучению [24].
Молекула Н2O обладает постоянным дипольным моментом ~2D и сложной структурой вращательных уровней, разделенных на интервалы ΔωΒ ≈ 1 см–1. Штарковское расщепление КВ уровней составляет Δωst ≈ (d0 E0 / ħ)2 /ΔωB, где d0 – дипольный момент на виртуальном переходе с рабочего на ближайший возмущенный уровень. При d0 ≈ 10–4 D, E0 ≈ 300 в/см и ΔωB ≈ 1 cм–1 расщепление уровней составляет величину Δωst ≤ 1 МГц.
Действие РЧ поля сводится к выравниванию населенностей магнитных M-подуровней и корреляционной связи ("спектрального обмена") между оптическими переходами JmMm ↔ JnMn за счет электрического дипольного момента, индуцированного упругим столкновением H2O и N2.
Участие упругого столкновения молекул H2O и N2 изменяет контур КВ перехода линии поглощения K (ω) в оптическом поле. Простейшее сложение частот оптического ω и электрического Ω полей в трехуровневой схеме с участием, например, уровней Jm0, Jm1, Jn0 (рис.4) реализуется как оптически-радиочастотный резонанс [25, 26].
Используя формулы (3.14)–(3.16) работы [26] и присутствие РЧ поля, получаем меру изменения контура K (ω) линии поглощения КВ перехода η ≈ (d0 E0 / ħ γ)2 ~ 1 при Δωst ≤ γ. То есть, изменение частоты Ω в пределах ударной полуширины оптического перехода γ ≤ 109 c–1 (давление газа ~50–200 Торр) может и уширять, и сужать контур K (ω) линии поглощения по сравнению со случаем, когда РЧ поле E0 = 0.
Эксперимент выполнялся на ВРЛС (длина резонатора ℓ = 9,6, межмодовый интервал 15 MГц) с динамической штарковской ячейкой в полуконфокальном резонаторе рубинового лазера (интервал между поперечными модами – единицы MГц). Амплитуда электрического поля на обкладках конденсатора ячейки в ВРЛС варьировалась в пределах 50–300 в/см. Частота Ω изменялась в диапазоне 1–20 MГц, характерном для частоты следования пичков свободной генерации лазера [16] и межмодового интервала полуконфокального резонатора лазера [24]. Результат эксперимента и схема ВРЛС показаны на рис.5.
В поле 300 в/см максимальное увеличение γf и уменьшение I(0) достигается на частоте Ωy = 5 МГц, а максимальные уменьшения γf и увеличения I(0) достигаются на частоте Ωс = 15 МГц. Смена знака деформации контура "провала" происходит на частоте Ωн = 8,1 MГц. Результат измерения I(0) и γf составляет 10–15% при разбросе значений измеряемых величин 4%. Зависимость "нейтральной" частоты от амплитуды поля квадратичная, что доказывает возможность управления сужением контура линии поглощения/переизлучения в аномальной области путем изменения структуры э/м поля накачки.
2.3. Запуск в молекулах H2O механизма самоорганизации наночастиц электрон-ион
Анализ экспериментальных результатов и результата НИР в 2000–2002 годы привел к идее двумерного резонанса по энергии. Двумерный резонанс самоорганизуется между разностью 2ω–q = (ω1q – ω2q), суммой 2ω+q = (ω1q + ω2q) частот БИ накачки и низкочастотным k’ → k (стартовым) ЭД, высокочастотным магнитным мультипольным (рабочим) k →← n КВ переходами. КВ переходы объединены состоянием k в V-схему (рис. 6).
Двумерный резонанс колебания энергий на частотах 2ω–q и 2ω+q запускает механизм двумерной (во времени-пространстве) ОС между энергиями квадратичных эффектов Штарка δWSt⊥∥q = 0 и Зеемана δW˘Z⊥∥q = 0 при экстремальных условиях на систему "КП+МГ". Здесь q = 0, 1, 2, 3,...q* =
= 2ω+q=0 / 2ω–q=0 = 103–106 – целочисленный номер шага T+q / 4 воздействия коллектива полей EΣ⊥∥q и HΣ∥⊥q на каждую молекулу.
Коллектив полей [13, 14] состоит из векторной суммы электрических DC⊥∥q + EB⊥q + DR⊥q + EΣ⊥∥q и векторной суммы магнитных BC∥⊥q + HB∥q + BR∥q + HΣ∥⊥q компонент поля упругого столкновения (С) молекул с уширяющими молекулами, БИ накачки π поляризации (В) и релеевского рассеяния (R). Молекулярный газ – это рабочие молекулы H2O (mD) и уширяющие молекулы N2 (mb).
Молекулы H2O в объеме когерентности БИ
ΔVq=0 → ΔVq* ≈ Δz∥q*πr2nf⊥q*, (1)
находящиеся в состоянии k’, участвуют в открытой самоорганизации системы "КП + МГ" в оптически активный ансамбль диамагнитных наночастиц электрон-ион на ММ электронном переходе, приготовленном в области рабочего k →← n КВ перехода. Здесь Δz∥q* и πr2nf⊥q* – длина временной когерентности и радиус пучка БИ накачки.
Механизм двумерной ОС реализуется между энергиями квадратичных эффектов Штарка δWSt⊥∥q = 0 и Зеемана δW˘Z⊥∥q = 0 при экстремальных условиях на систему "КП+МГ" [13, 14].
2ω–q; 2ω+q; I1q / I2q ≠ 1; mb >> Nph >> mD; T°K (2)
Диамагнитная энергия в молекулах растет до пороговой величины δW˘Z⊥∥q* на каждом шаге T+q / 4 за счет колебания штарковской на частоте 2ω–q и зеемановской на частоте 2ω+q энергий при заданной асимметрии интенсивностей I1q=0 / I2q=0 ≠ 1; Nph – концентрация фотонов в объеме (1).
Упругое столкновение N2 и H2O индуцирует в H2O электрический (3)
de⊥∥q = α⊥∥q DC⊥∥q + 1/3 A⊥∥q ∇ DC⊥∥q + G⊥∥q BC⊥∥q ... (3)
и магнитный (4)
dm⊥∥q = –χd∥⊥q ΒC∥⊥q – ~G∥⊥q DC⊥∥q ... (4)
дипольные моменты [27] с поляризуемостью α⊥∥q, диамагнитной восприимчивостью –χd∥⊥q, квадрупольной поляризуемостью 1/3 A⊥∥γq ∇ D∥γq и тензорами G⊥∥q, ~G∥⊥q. Тензоры G⊥∥q, ~G∥⊥q функционально связаны с тензором гирации gq молекулы H2O.
В области излучения лазера на рубине используем V-схему в молекуле H2O, которая состоит из двух КВ переходов
4–3q (000) → 4Е–3k (000) ←→ 5Е–4q (000) (5)
с общим низшим состоянием 4–3q (000).
Состояние 4–3q (000) молекулы H2O – результат смещения на 2∆JK ≈ 345,6 МГц за счет центробежного растяжения [28] и на 2∆JKq за счет упругого столкновения H2O с N2. Состояние 5Е–4q (000) – результат смещения за счет столкновения. Здесь (000) ⇔ (103) – колебательный переход молекулы H2O и J = 4,5 – квантовые числа углового момента H2O.
Продолжение статьи будет посвящено физическим основам генерации магнитомультипольного излучения. Ранее эта работа была поддержана Фондом Сколково № КТИТ‑11 от 18.09.2012 году и ТРИНЦ Томской области в 2014 году.
Авторы благодарны С. Н. Багаеву за обсуждение работы на Ученом совете ИЛФ СО РАН и С. М. Кобцеву за обсуждение работы в НИ НГУ, В. Г. Багрову и А. А. Рухадзе за консультации и полезные дискуссии, В. Н. Черепанову и Р. Р. Валиеву за аналитику системы "коллектив полей+молекулярный газ".
ЛИТЕРАТУРА
1. Svelto O. Principles of Lasers. – С-Пб.: Лань, 2008.
2. Ораевский А. Н. – Квант. электр., 2001, т.31, № 12, с.1038.
3. Hanna D. C. Institute of Physics, Bristol, 1996, p.195–208.
4. Limpert J., Schmidt O. et al. – Optics Express, 2006, №14(7), p.2715.
5. Faist J., Capasso F.et al. – Science, 1994, v.264, p.553.
6. Faist J. et al. – Appl. Phys. Lett., 2001, v.78, p.141.
7. Scamarcio G., Capasso F. et al. – Science., 1997, v. 276, p.773.
8. Loudon R. The Quantum Theory of Light. Clarendon Press, Oxford, 1973.
9. Абрамочкин Е.Г, Волостников В. Г. Современная оптика гауссовых пучков.– М.: ФМЛ, 2010.
10. Зуев В. Е., Банах В. А., Покасов В. В. Оптика турбулентной атмосферы. т.5. –Л.: Гидрометеоиздат, 1988.
11. Djerroud K., Samain E. et al. – Optics Letters, 2010, v.35, Issue 9, p.1479.
12. Касаткин Н. Ф. – Технологии и средства связи, 2006, № 4.
13. Лопасов В. П. – Прикладная физика, 2012, № 4, с.24.
14. Лопасов В. П. – Опт. Атмосферы и океана, 2012, т.29, № 8, с.715.
15. Long R. K. – Columbus, Ohio State Univ. Engineering Publication Bull, 1966, №199, p. 24.
16. Зуев В. Е., Лопасов В.П, Макогон М. М. – ДАН СССР, 1971, т. 199, № 5, c. 1041.
17. Тихомиров А. Б., Пташник И. В., Тихомиров Б. А. – Опт. и спектр., 2006, т.101, c.80.
18. Лопасов В. П. – Оптика атм. и океана, 1997, т.10, № 9, c.996.
19. Макогон М.М, Пономарев Ю. Н. В кн.: Лазерная спектроскопия атмосферных газов. – Томск: ИОА СО РАН, 1978.
20. Апанасевич П. А. Основы теории взаимодействия света с веществом. – Минск: Наука и техника, 1977.
21. Dike R. N. – Phys. Rev., 1953, №2, p.472–473.
22. Бурштейн И., Стрекалов М. Л., Темкин С. И. – ЖЭТФ, 1974, т.66, №3, с.894–906.
23. Ильинский Ю.А, Келдыш Л. В. Взаимодействие электромагнитного излучения с веществом. – М.: МГУ, 1989.
24. Кочанов В. П., Лопасов В. П. и Лукъяненко С. Ф. – Известия Академии наук СССР, 1985, т.49, № 3, c.516–520.
25. Стейнфелд Дж., Хаустон П. В кн.: Лазерная и когерентная спектроскопия /Под ред. Стейнфелда Дж. – М.: Мир, 1982.
26. Шимода К. В. В кн.: Лазерная спектроскопия атомов и молекул / Под ред. Вальтера Г. – М.: Мир,1979.
27. Бекингем Э. Основы теории межмолекулярных сил. Применение к малым молекулам. В кн. "Межмолекулярные взаимодействия: от двухатомных молекул до биополимерных" под редакцией Б. Пюльмена. – М.: Мир, 1981.
28. Быков А.Д, Макушкин Ю.С, Улеников О. Н. Колебательно-вращательная спектроскопия водяного пара. – Новосибирск: Наука, 1989.
Отзывы читателей
