Зміст
1. Вступ
2. Електромагнітніімпульси у середовищі
2.1 Взаємодіяелектромагнітних хвиль з речовиною
2.2 Квантовійопис атомів і резонансна взаємодія з електромагнітним полем
2.3 «Площа»імпульсів і їх вплив на атом
3. Загальнахарактеристика явища фотонної луни та його експериментальне спостереження
3.1 Якіснійрозгляд. Аналогія зі спіновою луною
3.2Експеріментальне дослідження явища
3.3 Місцефотонної луні серед інших явищ нелінійної оптики
4. Математичній апаратдля опису фотонної луні
Висновки
Література
1. Вступ
Метароботи — розповісти про клас нестаціонарних фізичних явищ — ефекти ехо-камера,з яких фотонна ехо-камера — одне з найбільш яскравих і таких, що володіютьчудовими перспективами практичного вживання.
Знаходячисьв горах, лісі або просто величезному залі, ми чуємо ехо-камеру — віддзеркаленняголосно виголошених звуків з деякою затримкою в часі. Ехо-камера пояснюєтьсявіддзеркаленням звукових хвиль від перешкод — схилів гір, узлісь лісу, стенівбудинків. Це явище відоме людині з незапам'ятних часів. Само назва«ехо-камера» означає ім'я німфи, яка перетворилася на тінь впокарання за свою балакучість (по одній з легенд) так, що вона моглаповторювати лише кінці слів. Тоді людині явище ехо-камера здавалася таємничою.Людина одушевляла довколишню природу. Сьогодні ми б сказали, що людина неживуприроду наділяла властивостями штучного інтелекту: вона запам'ятовувала сказанулюдиною словесну фразу і відтворювала її через деякий час, тобто володілапам'яттю і властивостями обробки інформації. Вже давно явище ехо-камера широковикористовується в технології, наприклад при вимірі глибини ехолотом, а внашому XX столітті — в радіолокації.
Тіявища, які сьогодні включають в назву термін «ехо-камера», маютьабсолютно іншу фізичну природу. Такі явищ дуже багато: ехо-камера спину,фотонна ехо-камера, циклотронна ехо-камера, плазмова ехо-камера, електроакустичнаехо-камера, осциляторна ехо-камера, поляризаційна ехо-камера і ін. У всіх цихявищах ми маємо справу з рухом (в основному що коливає або обертальним)великого числа більш менш незалежних елементів: механічних або магнітнихмоментів ядер, дипольних моментів атомів або молекул, пружними коливаннямималих часток або фероелектричних і феромагнітних доменів і так далі Всім цим явищамвластиво така властивість, як когерентність і звернення в часі. Під зверненнямчасу слід розуміти такий процес, який повторює послідовність подій деякого рухув зворотному по ходу часу порядку. У свою чергу, поняття когерентності широковикористовується в науці в різному контексті. Само слово«когерентність» означає узгодженість. У загальній фізиці підкогерентністю слід розуміти рух декількох осциляторів (коливань) з постійною вчасі різницею фаз. У оптиці для опису явища інтерференції світлових променівіснує точніше визначення, засноване на використанні властивостей кореляційнихфункцій джерел випромінювань. У побутовому сенсі рух регулярний, синхронізованедля великого числа учасників процесу можна вважати когерентним, тоді як їхвипадковий, незалежний один від одного хаотичний рух буде некогерентним. Нацьому далі зупинимося детально, але спочатку розглянемо просту наочну модель напобутовому, добре відомому прикладі для розуміння конкретних нестаціонарнихефектів типа ехо-камери.
2. Електромагнітні імпульси у середовищі2.1Взаємодія електромагнітних хвиль з речовиною
Електромагнітнавзаємодія — одна з чотирьох фундаментальних взаємодій. Електромагнітнавзаємодія існує між частками, що володіють електричним зарядом. З сучасноїточки зору електромагнітна взаємодія між зарядженими частками здійснюється непрямо, а лише за допомогою електромагнітного поля.
Зточки зору квантової теорії поля електромагнітна взаємодія переноситьсябезмасовим бозоном — фотоном (часткою, яку можна представити як квантовезбудження електромагнітного поля). Сам фотон електричним зарядом не володіє, азначить не може безпосередньо взаємодіяти з іншими фотонами.
Зфундаментальних часток в електромагнітній взаємодії беруть участь ті, що такожмають електричний заряд частки: кварки, електрон, мюон і тау-частка (зферміонів), а також заряжені калібрувальні бозони.
Електромагнітнавзаємодія відрізняється від слабкої і сильної взаємодії своїм дальнодіючимхарактером — сила взаємодії між двома зарядами спадає лише як друга міравідстані. По такому ж закону спадає з відстанню гравітаційна взаємодія.Електромагнітна взаємодія заряджених часток набагато сильніше гравітаційного, ієдина причина, по якій електромагнітна взаємодія не виявляється з великою силоюна космічних масштабах, — електрична нейтральність матерії, тобто наявність вкожній області Вселеної з високою мірою точності рівних кількостей позитивних інегативних зарядів.
Укласичних (неквантових) рамках електромагнітна взаємодія описується класичноюелектродинамікою.
/>Коротке зведення основнихформул класичної електродинаміки
Напровідник із струмом, поміщений в магнітне поле, діє сила Ампера:
Назаряджену частку, рухому в магнітному полі, діє сила Лоренца:
/>1. У тому числі електромагнітна взаємодія і між електрично нейтральнимив цілому частками (тобто, коли їх сумарний заряд нуль), але складові частинияких володіють зарядами, так що взаємодія не зводиться до нуля, хоча і швидкоубуває з відстанню. Наприклад, нейтрон — нейтральна частка, проте він містить всвоєму складі заряджені кварки і тому бере участь в електромагнітній взаємодії(зокрема, володіє ненульовим магнітним моментом).
2. Розділ квантової теорії поля, що описує електромагнітну взаємодіюносить назву квантової електродинаміки. Це зразковий, найдобріше розроблений ітакий, що піддається розрахунку розділ квантової теорії поля, і взагалі одна знайбільш успішних і точних — в сенсі експериментального підтвердження — галузейтеоретичної фізики.
3. Слабка взаємодія швидко убуває із-за масивності його переносника — векторного W або Z бозона.
4. Сильна взаємодія між кварками спадає з відстанню ще набагато повільніше,а точніше, судячи з усього, його сила взагалі з відстанню не спадає; проте всівідомі частки, спостережувані у вільному стані, нейтральні відносно«сильного заряду» — кольори — оскільки або зовсім не містять кварків,або включають декілька кварків, сума кольорів яких нуль, тому в основному полісильної взаємодії — глюонне поле — зосереджено між «кольоровими»кварками — усередині складеної частки, а його «залишкова частина», щопоширюється зовні, — дуже мала і швидко спадає. 2.2 Квантовій опис атомів і резонансна взаємодіяз електромагнітним полемо
Укласичній електродинаміці взаємодія між зарядами здійснюється через поле: зарядпороджує поле і це поле діє на інші заряди. У квантовій теорії взаємодія поля ізаряду виглядає як випускання і поглинання зарядом квантів Поля — фотонів.Взаємодія ж між зарядами, наприклад між двома електронами в Квантова теоріяполя є результатом їх обміну фотонами: кожен з електронів випускає фотони(кванти електромагнітного поля, що переносить взаємодію), які потімпоглинаються ін. електроном. Це справедливо і для ін. фізичних полів: взаємодіяв Квантова теорія поля— результат обміну квантами поля.
У ційдосить наочній картині взаємодії є, проте, момент, що потребує додатковогоаналізу. Поки взаємодія не почалася, кожна з часток є вільною, а вільна часткане може ні випускати, ні поглинати квантів. Дійсно, розглянемо вільну нерухомучастку (якщо частка рівномірно рухається, завжди можна перейти до такоїінерціальної системи відліку, в якій вона покоїться). Запасу кінетичної енергіїв такої частки немає, потенційною — випромінювання енергетично неможливе.
Абивирішити цей парадокс, потрібно врахувати, що дані частки є квантовимиоб'єктами і що для них істотні незрозумілостей співвідношення. Ціспіввідношення зв'язують невизначеності координати частки (Dх) і її імпульсу(Dр):
/> (1.1)
Є ідруге співвідношення — для незрозумілостей енергії DE і специфічного часу Dtданого фізичного процесу (тобто часу, протягом якого процес протікає):
/>. (1.2)
Якщорозглядається взаємодія між частками за допомогою обміну квантами поля (це полечасто називається проміжним), то за Dt природно прийняти тривалість такого актуобміну. Питання про можливість випускання кванта вільною часткою відпадає:енергія частки, згідно (10), не є точно визначеною; за наявності ж квантовогорозкиду енергій DE закони збереження енергії і імпульсу не перешкоджають більшні випусканню, ні поглинанню квантів, що переносять взаємодію, якщо лише цікванти мають енергію ~ DE і існують протягом проміжку часу.
Проведеніміркування не лише усувають вказаний вище парадокс, але і дозволяють отримативажливі фізичні виводи. Розглянемо взаємодію часток в ядрах атомів. Ядраскладаються з нуклонів, тобто протонів і нейтронів. Експериментальновстановлено, що поза межами ядра, тобто на відстанях, великих приблизно 10–12см, взаємодія невідчутно, хоча в межах ядра воно свідомо велике. Це дозволяєстверджувати, що радіус дії ядерних сил має порядок L ~ 10–12 см.Саме такийдорога пролітають, отже, кванти, що переносять взаємодію між нуклонами ватомних ядрах. Час перебування квантів «в дорозі», навіть якщоприйняти, що вони рухаються з максимально можливою швидкістю (із швидкістюсвітла з), не може бути менше, ніж Dt. Згідно попередньому, квантовий розкиденергії DE взаємодіючих нуклонів виходить рівним DE ~. В межах цього розкиду іповинна лежати енергія кванта — переносника взаємодії. Енергія кожної часткимаси m складається з її енергії спокою, рівною mc2, и кінетичної енергії,зростаючої у міру збільшення імпульсу частки. При не дуже швидкому русі частоккінетична енергія мала в порівнянні з mc2, так що можна прийняти DE " mc2.Тоді з попередньої формули виходить, що квант, що переносить взаємодії в ядрі,повинен мати масу порядку. Якщо підставити в цю формулу чисельні значеннявеличин, то виявляється, що маса кванта ядерного поля приблизно в 200—300 разівбільше маси електрона.
Такийнапівякісний розгляд привів в 1935 японського фізика-теоретика Х. Юкава допередбачення нової частки; пізніше експеримент підтвердив існування такоїчастки, названої пі-мезоном. Цей блискучий результат значно укріпив віру вправильність квантових уявлень про взаємодію як про обмін квантами проміжногополя, віру, що зберігається в значній мірі до цих пір, не дивлячись на те, щокількісну мезонну теорію ядерних сил побудувати все ще не удалося.
Якщорозглянути 2 настільки важкі частки, що їх можна вважати класичнимиматеріальними крапками, то взаємодія між ними, що виникає в результаті обмінуквантами маси m, приводить до появи потенційної енергії взаємодії часток,рівної
/>, (1.3)
де r— відстань між частками, а g — так звана константа взаємодії даних часток зполем квантів, що переносять взаємодію (або інакше — заряд, відповідний даномувиду взаємодії).
Якщозастосувати цю формулу до випадку, коли переносниками взаємодії є квантиелектромагнітного поля — фотони, маса спокою яких m = 0, і врахувати, щозамість g повинен стояти електричний заряд е, то вийде добре відома енергіякулонівської взаємодії двох зарядів: Uел = е2/r.
/>Графічний метод опису процесів.
Хочав Квантовій теорії поля розглядаються типово квантові об'єкти, можна датипроцесам взаємодії і перетворення часток наочні графічні зображення. Такогороду графіки вперше були введені американським фізиком Р. Фейнманом і носятьйого ім'я. Графіки, або діаграми, Фейнмана, зовні схожі на зображення дорігруху всіх часток, що беруть участь у взаємодії, якби ці частки були класичними(хоча ні про який класичний опис не може бути і мови). Для зображення кожноївільної частки вводять деяку лінію (яка, звичайно, є всього лише графічнийсимвол поширення частки): так, фотон змальовують хвилястою лінією, електрон —суцільний. Інколи на лініях ставлять стрілки, поширення" частки, що умовнопозначають «напрям. Нижче дані приклади таких діаграм.
/>
Мал..1.1Розсіяння фотона на електроні
Намал. 1 змальована діаграма, відповідна розсіянню фотона на електроні: упочатковому стані присутні один електрон і один фотон; у крапці 1 вонизустрічаються і відбувається поглинання фотона електроном; у крапці 2з'являється (випускається електроном) новий, кінцевий фотон. Це — одна зпростих діаграм Комптон-ефекту.
/>
Рис.1.2 Обмін фотоном між двома електронами
Діаграмана мал. 2 відображає обмін фотоном між двома електронами: один електрон вкрапці 1 випускає фотон, який потім в крапці 2 поглинається другим електроном.Як вже говорилося, такого роду обмін наводить до появи взаємодії; т. о., данадіаграма змальовує елементарний акт електромагнітної взаємодії двох електронів.Складніші діаграми, відповідні такій взаємодії, повинні враховувати можливістьобміну декількома фотонами; одна з них змальована на мал. 1.3.
/>
Мал..1.3.Взаємодія між фотоном і електроном
Унаведених прикладах виявляється деяка загальна властивість діаграм, що описуютьвзаємодію між електронами і фотонами: всі діаграми складаються з простихелементів — вершинних частин, або вершин, одна з яких (мал. 4) представляєвипускання, а інша (мал. 5) — поглинання фотона електроном. Обоє ці процесуокремо заборонені законами збереження енергії і імпульсу. Проте якщо такавершина входить як складова частина в деяку складнішу діаграму, як це було врозглянутих прикладах, то квантова невизначеність енергії, що виникає через те,що на проміжному етапі деяка частка існує короткий час Dt, знімає енергетичнузаборону.
/>
Мал.1.4Взаємодія між позитроном та електроном
Частки,які народжуються, а потім поглинаються на проміжних етапах процесу, називаютьсявіртуальними (на відміну від реальних часток, що існують досить тривалий час).На мал. 1 це — віртуальний електрон, що виникає в крапці 1 і зникаючий в крапці2, на мал. 2 — віртуальний фотон і так далі Часто говорять, що взаємодіяпереноситься віртуальними частками. Можна декілька умовно прийняти, що часткавіртуальна, якщо квантова невизначеність її енергії DE порядку середньогозначення енергії частки, і її можна називати реальною, якщо DE
ДіаграмиФейнмана не лише дають наочне зображення процесів, але і дозволяють задопомогою певних математичних правил обчислювати вірогідність цих процесів. Незупиняючись детально на цих правилах, відзначимо, що в кожній вершиніздійснюється елементарний акт взаємодії, що наводить до перетворення часток(тобто до знищення одних часток і народження інших). Тому кожна з вершин даєвклад в амплітуду вірогідності процесу, причому цей вклад пропорційнийконстанті взаємодії тих часток (або полів), лінії яких зустрічаються у вершині.У всіх приведених вище діаграмах такою константою є електричний заряд е. Чимбільше вершин містить діаграма процесу, тим у вищій мірі входить заряд увідповідне вираження для амплітуди вірогідності процесу. Так, амплітудавірогідності, відповідна діаграмам 1 і 2 з двома вершинами, квадратична позаряду (~ е2), а діаграма 3 (що містить 4 вершини) наводить до амплітуди,пропорційної четвертої міри заряду (~ е4). Крім того, в кожній вершині потрібновраховувати закони збереження (за винятком закону збереження енергії — йогозастосовність лімітується квантовим співвідношенням неопределенностей дляенергії і часу): імпульсу (що відповідає кожній вершині акт взаємодії можестатися в будь-якій точці простору отже, імпульс визначений точно),електричного заряду і так далі, а також вводити множники, залежні від спинівчасток.
Вищебули розглянуті лише прості види діаграм для деяких процесів. Ці діаграми невичерпують всіх можливостей. Кожну з простих діаграм можна доповнитибезконечним числом діаграм, що усе більш ускладнюються, включають все більшечисло вершин. Наприклад, приведену на мал. 1 „нижчу“ діаграмуКомптон-ефекту можна ускладнювати, вибираючи довільно пари крапок наелектронних лініях і сполучаючи ці пари хвилястою фотонною лінією, оскількичисло проміжних (віртуальних) фотонних ліній не лімітоване.
/>Взаємодія частки з вакуумом електромагнітногополя.
Наприведених графіках взаємодії двох електронів (мал. 2 і 3) кожен з фотонівпороджується одним і поглинається ін. електроном. Проте можливий і ін. процес:фотон, випущений електроном в крапці 1, через деякий час поглинається ним же вкрапці 2. Оскільки обмін квантами обумовлює взаємодію, то такий графік також єодній з простих діаграм взаємодії, але лише взаємодії електрона з самим собою,або, що те ж саме, з власним полем. Цей процес можна також назвати взаємодієюелектрона з полем віртуальних фотонів, або з фотонним вакуумом (остання назвавизначається тим, що реальних фотонів тут немає). Т. о., власне електромагнітне(електростатичне) поле електрона створюється випусканням і поглинанням (цим жеелектроном) фотонів. Такі взаємодії електрона з вакуумом обумовлюютьекспериментально спостережувані ефекти (що свідчить про реальність вакууму).Найзначніший з цих ефектів — випромінювання фотонів атомами. Згідно квантовіймеханіці, електрони в атомах розташовуються на квантових енергетичних рівнях, авипромінювання фотона відбувається під час переходу електрона з одного (вищого)рівня на іншій, що володіє меншою енергією. Проте квантова механіка залишаєвідкритим питання про причини таких переходів, що супроводяться так званимспонтанним (»мимовільним") випромінюванням; більш того, кожен рівеньвиглядає тут як сповна стійкий. Фізичною причиною нестійкості збуджених рівніві спонтанних квантових переходів, згідно До. т. п., є взаємодія атома зфотонним вакуумом. Образно кажучи, взаємодія з фотонним вакуумом трясе,розгойдує атомний електрон — адже при випусканні і поглинанні кожноговіртуального фотона електрон випробовує поштовх, віддачу; без цього електронрухався б стійко по орбіті (ради наочності, приймемо цей напівкласичний образ).Один з таких поштовхів заставляє електрон «впасти» на стійкішу, тобтощо володіє меншою енергією, орбіту; при цьому звільняється енергія, яка йде назбудження електромагнітного поля, тобто на утворення реального фотона.
Те,що взаємодія електронів з фотонним вакуумом обумовлює саму можливість переходівв атомах (і в ін. випромінюючих фотони системах), а значить, і випромінювання,— це найбільший по масштабу і за значенням ефект в квантовій електродинаміці. 2.3 «Площа» імпульсів і їх вплив на атом
Спочаткукоротко розглянемо моменти імпульсу електронів і атомів, визначувані покласичній електронній теорії. Отже:
1. Електрон,рухаючись по орбіті довкола ядра, володіє механічним орбітальним моментомімпульсу, де m, v – маса і швидкість електрона. При цьому вектор перпендикулярнийорбіті електрона.
2. Рухелектрона по орбіті відповідає протіканню деякого орбітального струму, якийвизначає магнітний орбітальний момент,, де I – електронний струм, S – площавитка струму (орбіти електрона). Визначимо:,, тут е – заряд електрона, T –період звернення електрона по орбіті. Тоді. Слід врахувати, що такожперпендикулярний орбіті електрона, але вектора і направлені в протилежністорони. Механічний і магнітний орбітальні моменти електрона зв'язанівираженням
Тут –це гіромагнітне (магніто–механічне) відношення орбітальних моментів електрона.
3. Орбітальниймеханічний момент імпульсу атома дорівнює геометричній (векторною) суміорбітальних моментів всіх електронів атома:, Z – число електронів.
4. Орбітальниймагнітний момент імпульсу атома дорівнює геометричній (векторною) сумімагнітних моментів всіх електронів атома:. Вочевидь, що зберігаєтьсяспіввідношення
Теперрозглянемо електронні і атомні моменти з точки зору квантової механіки.Хронологічно першими експериментами по вивченню магнітних моментів атома, щовиявляються в магнітних полях, були досліди П. Зєємана (1896 г). Було виявлено,що якщо помістити джерело світла (електромагнітного випромінювання) міжполюсами електромагніту, то спектральні лінії джерела розщеплюються на декількакомпонент. Явище розщеплювання спектральних ліній, а отже і енергетичнихрівнів, переходи між якими забезпечують випромінювання, в зовнішньомумагнітному полі отримало назву ефекту Зеемана. Розрізняють нормальний іаномальний ефекти Зеемана.
Нормальнийефект Зеемана спостерігається в сильних магнітних полях.
Приприміщенні джерела випромінювання з частотою н0 (л0) в магнітне поле,направлене паралельно напряму поширення випромінювання, спостерігаєтьсявипромінювання з двома симетричними відносно початкової н0 частотами: н-1 ін+1. Випромінювання з початковою частотою н0 при цьому не відбувається:.
Якщодосліджуване випромінювання поширюється перпендикулярно вектору магнітногополя, то випромінювання з н0 симетрично розщеплюється на три компоненты: н-1,н0 і н+1.
Нормальнийефект Зеемана був пояснений Лоренцем по класичній електронній теорії. Узовнішньому магнітному полі вектори і електрона в атомі обертаються (процесують)з кутовою швидкістю, якою відповідає частота. Тут – напруженість зовнішньогомагнітного поля связанна з вектором магнітної індукції співвідношенням. Прицьому вектори і описують співісні конічні поверхні із загальною вершиною вцентрі орбіти і остюком, паралельним вектору. Такий рух векторів і моментівелектрона і відповідної електронної орбіти в атомі в зовнішньому магнітномуполі називається прецессией Лармора.
Різницячастот між спектральними лініями при нормальному ефекті Зеемана опиниласярівною якраз Ларморової частоті Дн = н+1.– н0 = н0 – н-1.
Величинаназивається магнетоном Бору і позначається, тоді можна записати, чтоДн =. С.313Детлаф РИС
Аномальнийефект Зеемана спостерігається в слабких магнітних полях і полягає врозщеплюванні кожної спектральної лінії випромінювання на безліч компонент.
Прицьому зовнішнє магнітне поле вважається слабким, якщо взаємодія між орбітальнимі магнітним моментами електрона в атомі сильніше, ніж взаємодія кожного з цихмоментів або із зовнішнім магнітним полем. Тому саме аномальний ефект Зееманавиявляє взаємодію між власними внутрішніми моментами електрона в атомі. Іззбільшенням напруженості магнітного поля взаємодія між внутрішніми моментамиелектрона стає все менш істотною в порівнянні з їх взаємодією із зовнішніммагнітним полем. Розщеплювання спектральних ліній при цьому зростає, сусіднілінії поступово починають зливатися, і залишається 2 або 3 частотивипромінювання залежно від взаємного напряму магнітного поля і випромінювання.
3. Загальна характеристика явища фотонної луні та його експериментальнеспостереження3.1Якісній розгляд. Аналогія зі спіновою луною
Звичайнийпростий виклад виходить в тих випадках, коли обговорюваному явищу удаєтьсязнайти аналог в повсякденному житті. Для безвідрадзної луні таким аналогом можеслужити наступний приклад. Уявимо собі забіг на довгу дистанцію. Відразу післястарту всі бігуни біжать щільною купою, тобто мають, кажучи по-науковому,близькі значення просторових координат. Проте з часом найбільш треновані бігунипідуть вперед, а аматори порушувати спортивний режим відстануть, і відмінностів їх координатах стануть помітними. Але тут з'ясовується, що старт був дан не вту сторону. Слідує команда “круг”, після якої бігуни продовжать свою дорогу впротилежному напрямі, так що найбільш швидкі з них виявляться в положенні тих,що доганяють. Допустимо, що співвідношення швидкостей учасників забігу післятакої команди збережеться, тоді через час, рівний інтервалу від моменту стартудо команди “круга”, вони всі дружно пересічуть лінію старту, тобто матимутьоднакові значення координати відносно цієї лінії.
Теперопишемо цей же епізод, але по-науковому. При купчастому переміщенні можнаговорити про узгодженість руху бігунів. Проте за давньою традицією слова внауковій термінології прийнято замінювати іноземними, найчастіше англійськими.Але з англійською мовою є проблеми, на які звернув увагу ще німецькийписьменник Курт Тухольський: ця мова складається з одних іноземних слів, які дотого ж неправильно виголошуються. Так от, якщо узяти англійський варіант слова“узгодженості” і виголосити його правильно, то вийде термін “когерентність”. Зточки зору цього поняття описаний вище процес змагання можна розглядати якрозпад когерентності по координаті до команди “круга” і її відновлення після.
/>
Ріс.3.1Схематичне зображення процесів, що забезпечують формування спінової луни.
Такоготипа процес розпаду і відновлення когерентності на дрібніших об'єктах,магнітних моментах ядер, удалося реалізувати в 1950 р. американцеві Е.Хану [3].Як всякі магнітні моменти їх можна змалювати у вигляді векторів M, орієнтованихуздовж магнітного поля H. Стартовим сигналом для векторів M є імпульспоперечного змінного магнітного поля, що відхиляє їх від напряму H. Подібнопохило поставленій дзизі, що процесує довкола вертикальної осі, нахиленівектори M процесують довкола H з так званою частотою Лармора, залежною відвеличини H.
Відразупісля стартового імпульсу вектори M паралельні, що відповідає когерентності їхпрецесій по фазі. Така фазова когерентність характеризується сумарноюкомпонентою намагніченості m, що обертається довкола поля H з частотою. Зазаконами електромагнетизму змінне магнітне поле, пов'язане з m, створює зміннеелектричне поле, збуджуюче електричний струм в приймальному пристрої.
Хандобився того, аби даний струм убував з часом, що на рис.3, б змальовано задопомогою хвоста, наступного за стартовим імпульсом. У експерименті цедосягалося за рахунок неоднорідностею поля H, із-за яких частоти в різнихточках зразка опинялися різними. Тому вектори M, процесу є з різнимишвидкостями, врешті-решт рівномірно розподілялися по поверхні конуса прецесії.Виходить хаотичний розподіл фаз прецесій, тобто фазової когерентності немає.При такій взаємній орієнтації векторів M змінна складова m=0, відповідновідсутній і струм в приймачі.
Призміні знаку поля H напрям прецесії M міняється на протилежний, що відповідаєкоманді “кругу” в розглянутому вище прикладі. Технічно це здійснюється задопомогою імпульсу перемагнічування, який подається у момент часу t1, колифазова когерентність втрачена. Після зміни напряму прецесії починаєтьсявідновлення фазової когерентності. Вона повністю відновиться через час t1 післяімпульсу перемагнічування, як і в разі прикладу з бігунами. Разом з фазовоюкогерентністю відновиться і змінна складова намагніченості m, а отже, і сигналв приймачі. Саме цей сигнал Хан назвав спіновою луною, оскільки він обумовленийядерними магнітними моментами спинів. Його тривалість визначається часомрозпаду фазової когерентності, тобто довжиною хвоста після стартового імпульсу.
Збудженіатоми
Якщозамість магнітних дипольних моментів ядер “залучити до роботи” дипольніелектричні моменти атомів, аналогом ехо-камери спину буде ехо-камера фотонна.На перший погляд відмінність між цими сигналами виглядає як чисто кількісне.Частоти прецессий ядерних спинів лежать в радіочастотної області, відповідноїметровим радіохвилям, тоді як частоти коливань дипольних електричних моментіватомів відносяться до оптичного діапазону, тобто вище в мільйони разів. Але зточки зору квантової механіки це кількісна відмінність наводить до якісноїчерез те, що енергія оптичного фотона (згідно формулі Планка E = h?, де h — постійна Планка) в ті ж мільйони разів більше енергії радіочастотного фотона.
Вразі ехо-камери спинової луни випромінювана енергія складає нікчемну долю відповної енергії ядерних спинів, тому її можна не враховувати при описі їхповедінки на всіх етапах формування ехо-камера-сигналу. Енергетика фотонноїехо-камери виглядає зовсім інакше. Досить сказати, що самі дипольні електричнімоменти, на яких формується ехо-камера-сигнал, створюються стартовим імпульсом.(Атом в “звичайному” стані дипольним моментом не володіє, а набуває його піддією зовнішнього електричного поля, переходячи в збуджений стан.) Тому енергіяпоглиненого фотона не може бути менше енергії інших взаємодій за участюзбудженого атома. До речі, про поглинені фотони. Звичайна модель з їхзникненням при поглинанні не дозволяє описати появу фотонів при випромінюванні,коли атом “знімає” своє збудження. Більш того, опис фотонів як об'єктів,рухомих із швидкістю світла, неможливо без використання спеціальної теоріївідносності. Розділ фізики, що об'єднав квантову механіку і спеціальну теоріювідносності, отримав назву квантової електродинаміки (скорочено КЕД).
У КЕДелектрони і фотони не можуть існувати окремо. Кожен електрон обов'язковооточений хмарою фотонів, а кожен фотон — хмарою з пар електрон-позитрон. Якщобути послідовними, то в цю схему слід було б включити інші елементарні частки(баріони, мезони, інші лептони і так далі), але такий вихід за межі КЕД врамках однієї статті нам не здолати. Тут у нас немає можливості до кінцярозібратися навіть з КЕД. Річ у тому, що кожен фотон, маючи рівну нулю масуспокою, може існувати, лише рухаючись із швидкістю світла.
Фотонна(світлова) ехо-камера або просто фотон-ехо-камера — нелінійний оптичний ефект,який також дозволяє здійснити звернення часу в системі атомних часток: атомів,молекул газу і рідини, домішок в кристалах, на екситонах напівпровідників іінших випадках. Це одне з найкрасивіших когерентних явищ, яке складає основуцілого напряму в сучасній оптиці і лазерній техніці — оптичнійехо-камера-спектроскопії [1]. Фотонна ехо-камера є проявом взаємодій ультракороткихсвітлових імпульсів з речовиною — газами, середовищами, що конденсують, плазмою- і в даний час широко застосовується для дослідження кінетичних процесіврелаксації елементарних збуджень в твердих тілах. Воно також володіє своєрідноюоптичною пам'яттю і може служити основою для зберігання, обробки і передачівеликих масивів інформації. Фізичне єство цього явища полягає в наступному.
Хай внашому розпорядженні є джерело ультракоротких лазерних імпульсів і відповіднерезонансне середовище. Наприклад, це може бути лазер на фарбниках, що працює вімпульсному режимі, і кристал рубіна (кристал корунду Al2O3 з домішками іонівхрому Cr3 +). Частота лазерного випромінювання підбирається так, щоб бутирезонансною (майже збігатися по величині) до деякого атомного переходу іонахрому. Саме цей матеріал використовувався в перших експериментах по виявленню івивченню фотон-ехо-камери. Довжина хвилі оптичних імпульсів l = = 0,635 мкм, щовідповідало фотонам енергії E = hn > 1,9 эВ. Ці фотони могли резонанснопоглинатися тривалентним іоном хрому, що заміщає атом алюмінію в кристалічнійрешітці корунду, тобто вони переводили хром в збуджений стан, віддалений відосновного рівня на енергію фотона. Тривалість лазерних імпульсів складала 15-20нс. Час життя збудженого стану біля Т1 = 20 мкс, що перевершувало тривалістьімпульсів в 1000 разів і дозволяло впливати багато разів на іон хрому в йогозбудженому стані. В даний час використовуються ще більш ультракороткі світловіімпульси аж до декількох фемтосекунд (10-15 с).
Якщочерез кристал рожевого рубіна (він містить хром як домішку в кількості 0,005%по масі) пропустити два послідовні світлові імпульси з приведеними вищепараметрами і інтервалом між імпульсами t 3.2 Експеріментальне дослідження явища
Дослідженняпо спектроскопії домішкових неврегульованих твердотілих систем методом фотонноїехо-камери (ФЕ) були початі в лабораторії електронних спектрів в 1990 році. Цідослідження сталі можливі в результаті розробки (Ю.Г. Вайнер, 1989-1990 рр.)методики низькотемпературних вимірів часів оптичного дефазування і швидкоїспектральної дифузії в домішкових стеклах методом некогерентного ФЕ (НФЕ) істворення експериментальної установки. Вже перші виміри на створеній установціпривели до виявлення (одночасно з групою американських дослідників (L.R.Narasimhan et al, Chem. Phys. Lett. v.176, N3,4 (1991)) спектральної дифузії[1-3]Наносекунди, важливому для розуміння природи елементарних низькочастотнихзбуджень в стеклах експериментальному факту. В даний час проводятьсясистематичні експериментальні і теоретичні дослідження по динаміці домішковихстекол з використанням двох різновидів техніки ФЕ: НФЕ з широкосмуговим лазернимджерелом і двохімпульсного пікосекундного ФЕ (2ФЭ).
Істотноюперевагою методу НФЕ є можливість реалізації високого тимчасового дозволу, щоробить можливим дослідження ультрамиттевих релаксаційних процесів в домішковихстеклах. Високий тимчасовий дозвіл установки (25 — 30 фс) дозволяє, зокрема,надійно розділяти ділянки кривих спаду ФЕ, відповідні бесфотонної лінії іфононному крилу (див. Мал. 3.2) і проводити таким чином виміри часу оптичногодефазування Т2 аж до температури 100 До і вище.
/>
Мал. 3.2Криві спаду двохімпульсної пікосекундної фотонної ехо-камери (а) інекогерентної фотонної ехо-камери (b-d) для системи цинк-октаетілпорфін втолуолі. Пунктирна лінія на (а) відповідає апроксимуючій експоненціальнійзалежності, використовуваній для визначення часу оптичного дефазування, Т2.Вставка на (d) демонструє розділення ділянок кривої спаду, відповіднихбесфононной лінії (ZPL) і фононному крилу (PW).
Співпрацяз дослідниками Байройтського університету (D. Haarer, S. Zilker),експериментальна установка 2ФЭ яких оснащена оптичним криостатом на Не-3, даломожливість вперше провести унікальні виміри процесів оптичного дефазування вдомішкових стеклах в широкому діапазоні температур (від 0,35 До до 100 До) іотримати унікальну інформацію про релаксаційні процеси в стеклах в широкомутемпературному діапазоні [4-10] (див. Мал. 3.3). Ці виміри дозволили впершевизначити температури, при яких починає виявлятися вклад в оптичне дефазування,пов'язаний з взаємодією молекул домішки з квазілокалізованими низькочастотнимиколивальними модами аморфної матриці в системах, що вивчаються [3-11]. В ходіцих вимірів був вперше виявлений ефект дисперсії часів оптичного дефазування Т2в домішковій аморфній системі: тетра-терт-бутилтеррилен в поліізобутилені[7,12]. Аналіз залежності часів Т2 від температури в системах, що вивчаються, виявиввідмінність низькотемпературної частини цієї залежності від передбачень теоріїФЕ в низькотемпературних стеклах.
/>
Мал. 3.3Температурні залежності зворотного часу оптичного дефазування, (яку можнарозглядати як величину еквівалентну однорідній ширині лінії) для двох систем: –резоруфин в d-этаноле (a) і тетра-терт-бутилтеррилен в поліізобутилені (b), — виміряні методами двохімпульсної фотонної ехо-камери — (квадрати) інекогерентної фотонної ехо-камери — (кухлі). На (а) трикутниками показанірезультати незалежних вимірів виконаних в [M. Berg et al., J. Chem. Phys., 88,1564 (1988)]. На (b) штриховими лініями показані вклади завширшки лінії відвзаємодії домішки з дворівневими системами і квазілокальними низькочастотнимимодами матриці, переважаючі, відповідно, при низьких і високих температурах.
Чисельнийаналіз отриманих даних і пояснення виявленої незгоди з передбаченнями існуючихтеорій зажадав вдосконалення існуючих теоретичних моделей. Була розроблена іапробована модифікована модель ФЕ в низькотемпературних стеклах (А.В. Наумов,Ю.Г. Вайнер) [13,14]. Нова модель дозволяє враховувати всілякі мікроскопічніособливості взаємодії домішкових молекул з ДУС (наприклад, наявністьмінімальної відстані між хромофорами і ДУС, дисперсію значень константивзаємодії примесь-ДУС, зміна властивостей матриці поблизу іонних хромофорнихмолекул і тому подібне). Для перевірки застосовності моделі м'яких потенціалівдо опису процесів оптичного дефазування в аморфних середовищах розробленаметодика розрахунків ширини ліній в таких середовищах в рамках моделі м'якихпотенціалів (Ю.Г. Вайнер, М.А. Кольченко) [15,16]. Показано, що модель м'якихпотенціалів якісно правильно описує температурну поведінку однорідної ширинибесфононной лінії у відносно широкому температурному діапазоні і може бути зуспіхом використана в спектральних дослідженнях. 3.3 Місце фотонної луни серед інших явищнелінійної оптики
Науковийнапрям “Спектроскопія атомів і молекул” є одним з фундаментальних напрямівсучасної фізики. Даний напрям поширюється на такі явища нелінійної оптики:атомна і молекулярна спектроскопія; математична обробка і інтерпретаціяспектроскопічного експерименту; квантова динаміка і спектроскопіябагатозарядних іонів; когерентна і нелінійна оптика.
Запропонованінові підходи і розроблений комплекс прикладних програм для вирішення зворотнихі прямих завдань обробки і інтерпретації експериментальних даних зособливостями (фрактальний шум, перемежана, статечні для дробу тренди, пропускив даних і ін.). Розвиваються ідеї по вживанню вейвлет-перетворення для усуненняобчислювальної нестійкості некоректних завдань. Запропоновано використовуватибазис адаптивних вейвлетов в разі миттевопротікаючих процесів в нелінійних динамічнихсистемах, редукції складних сигналів і томографії. На основі безперервного вейвлет-перетворенняі методу похідної спектрометрії розроблений алгоритм підвищення дозволуспектральних ліній, частково і повністю перекритих. Використовуючи концепцію дробовоїпохідної, створений метод визначення аналітичної форми спектральних ліній і їхпараметрів на основі розподілів Гауса, Лоренца і Цалліса.
Спектроскопіябагатозарядних іонів, яка почала в 80-і роки інтенсивно розвиватися в провіднихнаукових центрах світу у зв'язку з прогресом в області технології здобуттяпучків важких іонів, є одним з напрямів сучасній атомній спектроскопії. Длядослідження спектрів багатозарядних іонів, які із-за сильного обурення власнимполем випромінювання не можуть бути описані в рамках теорії обуреньстандартними методами квантової електродинаміки, був потрібний розвиток новихметодів в квантовій теорії. На кафедрі були закладені основи нового методу вквантовій теорії, який може відкрити нові можливості для опису квантово-електродинамічнихефектів в спектрах випромінювання багатозарядних іонів. В рамках методу булапобудована теорія нестабільних зв'язаних станів атомних систем, процесіввипромінювання і автоіонізаційного розпаду без звернення до теорії обурень іквазістаціонарного наближення, а також побудована теорія природного розширенняспектральних ліній атомів, застосовна і у разі, коли взаємодія атома з власнимполем випромінювання не є малим обуренням. Показано, що в разі перекриваннярівнів станів з однаковими повним моментом, його проекцією і парністю, яке можемати місце для важких багатозарядних іонів, взаємодія атома з власним полемвипромінювання стає ефективно сильною і може наводити до істотної відмінностіформи контура спектральної лінії від лоренцевскої. Проведені розрахункиконтурів спектральних ліній He- і Li- подібних іонів урану показали, що в такихспектрах можуть спостерігатися непертурбативні ефекти, наприклад, розщеплюванняспектральних ліній, обумовлене взаємодією атома з власним полем випромінювання.
В областікогерентної оптики ведуться наступні наукові дослідження: 1) розробка новихметодів оптичної ехо-камера-спектроскопії, у тому числі у фемтосекундномудіапазоні тривалості; 2) розробка нових фізичних принципів оптичної обробкиінформації на основі довгоживучої фотонної ехо-камери і тригерного оптичногонадвипромінення; 3) розробка теоретичних основ лазерного охолоджування твердихтіл і оптимальних режимів роботи лазерних рефрижераторів; 4) дослідженняактуальних проблем квантової оптики і, серед них, — проблеми посилення стислогосвітла в режимі тригерного оптичного надвипромінення, а також проблемиквантової пам'яті на основі оптичного субвипромінювання.
4. Математичній апарат для опису фотонної луні
Уатомній фізиці зазвичай мають справу лише з одним типом взаємодії атомнихелектронів і вільних фотонів — поглинанням фотона частоти n під час переходуелектрона із стану з енергією E1 в стан з енергією E2.
/>
Ріс.4.1Механічна модель поширення світла в речовині
Нарис.4.1 представлена механічна модель поширення фотона в речовині з врахуваннямперевипроминювача. Кулька масою m0, рухаючись із швидкістю v, налітає наланцюжок сферичних маятників, що мають таку ж масу m0. При зіткненні з першиммаятником кулька, за законами пружних зіткнень, передає йому всю швидкість v.Той здійснює повний оберт (якщо v > 2(rg) 1/2, де r — довжина підвісу, g — прискорення вільного падіння) і після повторного зіткнення з кулькою повертаєйому швидкість v.
Уповільненняпоширення світла в речовині — явище добре відоме: з ним пов'язаний ефектзаломлення під час переходу кордону розділу двох середовищ. Його зазвичайхарактеризують показником заломлення n (v = c/n). У звичайних умовах значення nблизькі до одиниці (для скла n близько 1.5) для vmin виходить значення n=1012.Що ж заважає спостерігати значення n>>1 для резонансних фотонів?
Річ утому, що атоми в речовині беруть участь в тепловому русі. Через це їх реакціяна вільний фотон виявляється різною або, як прийнято говорити в оптиці,некогерентній. У механічній моделі така некогерентність може бути зв'язана,наприклад, з виходом маятників з площини малюнка. В цьому випадку рух кулькистане непрямолінійним, і якщо замість ланцюжка узяти плоску сітку маятників, тона виході з неї кулька матиме довільний напрям швидкості.
Отже,взаємодія атомного електрона з вільним резонансним фотоном може кінчитисявиселенням першого в збуджений стан і затриманням другого. Але цей процесзаймає кінцевий час, протягом якого електрон блукає між станами з енергіями E1і E2, а затриманому фотону наказ про звільнення то підписується, товідміняється. Якщо в проміжку між підписанням наказу і його відміною фотонвстигає ушитися за межі фотонної хмари, то спроба атома збудитися виявляєтьсяневдалою. Таких фотонів, що зірвалися з гачка, в зразку зазвичай багато, іпов'язане з ними результуюче випромінювання залежить від міри когерентностіперехідних процесів в атомах. Якщо вони когерентні, то і фотони, щовипромінюють, формують когерентне випромінювання, подібне лазерному. Повністюнекогерентні процеси наводять лише до теплового випромінювання.
Є двіпричини, чому когерентне випромінювання має вищу інтенсивність в порівнянні зтепловим.
По-перше,когерентні фотони максимально підсилюють один одного, оскільки їх векториелектричного і магнітного полів паралельні. В разі теплових фотонів ці полямають довільну орієнтацію, тому їх середнє значення значно менше максимального.
По-друге,попадання когерентного фотона у фотонну хмару збудженого атома збільшуєвірогідність випромінювання другого такого ж фотона. Тому інтенсивністьвимушеного випромінювання набагато вища, ніж спонтанного, що і забезпечуєроботу лазерів.
Теперу нас все готово для опису процесу формування фотонної ехо-камери під дієюоптичних когерентних імпульсів. Перший когерентний імпульс збуджує в атомахперехідні процеси, які так само мають бути когерентними, принаймні перший часпісля імпульсу. Цим обумовлена активна післядія таких імпульсів. З часомкогерентність руйнується, як і в разі спінальної ехо-камери, що веде дозагасання післядії.
Дослідженняпросторових і спектральних властивостей фотонної ехо-камери і можливостікутової оптичної ехо-камера-спектроскопії (спільно із співробітникамиЕТН-центра, Цюріх, Швейцарія).
/>
Мал.4.2. Зміна довжини хвилі фотонної ехо-камери при зміні кута між хвилевимивекторами і збуджуючих імпульсів. Вертикальні стрілки позначають центр «тягарі»спектральній лінії сигналу ФЕ при рівному 0°, 7.4° і 10°. Штриховою лінієюпозначений спектр імпульсів. Сигнал фотонної ехо-камери має головний максимумуздовж хвилевого вектора на частоті
Удеяких резонансних середовищах (напр., в полімерних плівках, легованихмолекулами фарбника [1]) експериментально досліджені просторові і спектральнівластивості фотонної ехо-камери (ФЕ) і виявлена зміна довжини хвилі ФЕ(відносно довжини хвилі збуджуючих імпульсів) при варіюванні кута між хвилевимивекторами цих імпульсів. Один з результатів приведений на мал. 4.2.
Збудженудвома, рознесеними в часі, лазерними імпульсами резонансне середовище можнаототожнити з керованим інтерференційним фільтром. Властивості динамічних «грат»нерівноважної населеності і поляризації, лежачих в основі цього фільтру, булиекспериментально досліджені в роботі [2]. Аналіз, проведений в роботі [3] наоснові експериментів [1, 2], показує на можливість кутової оптичноїехо-камера-спектроскопії.
2.Дослідження довгоживучої фотонної ехо-камери (ДСФЕ), що стимулює, і розробкафізичних принципів оптичної фазової пам'яті.
Детальнодосліджені багатоімпульсні режими запису, кодування і прочитування інформації врежимі ДСФЕ в кристалі трифторіаду лантану з празеодімом на довжині хвилі 477.7нм при температурі рідкого гелію. Створений макет пристрою, що запам'ятовує, щодіє, на основі ДСФЕ. Відзначимо недавні експерименти по некогерентному ФЕ врубіні в умовах световолоконого транспортування до зразка окремих збуджуючихімпульсів.
3.Дослідження оптичного надвипромінення (ОСІ) і тригерного оптичногонадвипромінення (ТОС).
Уфункціонуванні оптичних фазових процесорів можуть використовуватися сигнали ОСІ[7]. У 1999 році був поставлений успішний експеримент по спостереженнюоптичного надвипромінення в кристалі трифторіду лантану з празеодімом надовжині хвилі 477.7 нм при температурі рідкого гелію [8]. Осцилограма сигналуОСІ (справа) і імпульсу накачування (зліва) приведена на малюнку 4.3
/>
Мал.4.3 Осцилограма сигналу оптичного надвипромінення (справа) в кристалі [8].Імпульс ОСІ детектувався в напрямі, зворотному імпульсу накачування. Іззростанням потужності накачування спостерігалося також надвипромінення надовжині хвилі 606 нм.
Разомз цими експериментами спільно з ФТІНТ АН України (м. Харків) були поставленіексперименти по тригерному оптичному надвипроміненню на іншому кристалі — дифенілі, легованому молекулами пирена [9]. Явище ТОС спостерігалося на довжиніхвилі 373 нм. Результати експерименту приведені на малюнку 4.3.
Відзначиморезультати теоретичних розробок ТОС в умовах, коли роль інжекційного імпульсувиконує потік бифотонов. Заслуговують на увагу також розробки теорії безінверсногоОСІ в домішкових кристалах.
/>
Мал.4.3. Форми сигналів і просторовий розподіл інтенсивностей в кристалі дифенілу зпиреном [9]: (а) чисте ОСІ; (б) інжекційний імпульс; (в) ТОС. Ціна великогоділення 20 нс.
4.Теоретичне дослідження проблеми лазерного охолоджування твердих тіл.
Уоснові процесу лежить антистоксовий режим, пояснений на малюнку 4.4.
/>
Мал.4.4 Антистоксовий режим лазерного охолоджування стекол і кристалів, легованихрідкоземельними іонами: (а) спрощена трирівнева схема процесу, де Н –накачування, Ф – флуоресценція, Фн – фонон; (б) схема робочих рівнів іонівтривалентного ітербію в тяжелометаллическом склі, на основі якогоамериканськими дослідниками (R. Epstein et.al. Patent USA №5 447 032 від05.09.1995) був створений макет лазерного рефрижератора. До теперішнього часудосягнуте охолоджування на 65°, починаючи від кімнатної температури.
Квантнакачування менше кванта флуоресценції на величину енергії фононів. Урезультаті енергія фононів несеться з твердотілого зразка в процесіфлуоресценції. Результати наших теоретичних розробок, на які посилаються американськідослідники, підсумовувані в книзі [10]. Для підвищення ефективностіохолоджування запропоновано використовувати процес надвипромінення [11]. Вданий час проводяться дослідження процесу самоохлаждения активних елементівдеяких твердотілих лазерів (напр., на основі кристала, одночасно легованогоіонами.
5.Досліджені можливості запису і прочитування інформації за допомогоюбихроматичного поля в середовищі, що складається з трирівневих атомів.
Біхроматічеськеполе складається з двох компонент: слабкого сигнального поля (сигнальної хвилі)і сильного поля накачування (опорної хвилі). Розглянута можливість записутривалості і форми сигнальної хвилі в неоднорідний розширеному спектріпоглинання ансамблю атомів завдяки формуванню періодичної структури спектральнихпровалів. Показано, що сигнальна хвиля може бути відновлена після виключенняобоє полів (сигнального і опорного), якщо до зразка прикласти лише опорнухвилю. Знайдено, що тривалість і форма відновленої сигнальної хвилі залежитьвід інтенсивності опорної хвилі.
6.Досліджено насичення оптичного переходу між выпрожденными станами.
Розглянутонасичення квазідворівневих атомів резонансним монохроматичним полем у разі,коли, наприклад, основний стан атома має декілька підрівнів, які однаково заселені,і переходи з цих підрівнів в збуджений стан зливаються в одну лінію, тобто коливідсутній спектральний дозвіл цих підрівнів. Показано, що в умовах насиченнярозширення такої лінії може істотно перевершувати розширення лінії поглинанняпростого дворівневого атома [13]. Додаткове розширення лінії зобов'язанезахвату заселеності в когерентній суперпозиції нижніх підрівнів атома.
/>
Мал. 4.5Діаграма трирівненого атому
Вгорізмальована енергетична діаграма трирівневого атома, що збуджується сигнальноюхвилею B1 і опорною хвилею B2. Спочатку всі атоми знаходяться в основному стані1. Внизу показана послідовність імпульсів. Імпульси опорної і сигнальної хвиль(останній затінений) мають прямокутну форму. Тривалість сигнальної хвилі – T.Обоє імпульсу вимикаються одночасно. У момент часу t = 0 включається імпульсопорної хвилі. Імпульс R, що індукується на частоті сигнальної хвилі, показанийзатіненим трикутником.
/>
Мал.4.6. Залежність амплітуди індукованого імпульсу R від часу, відлічуваного змоменту включення опорної хвилі. Тривалість сигнальної хвилі – T = 3. Час t, Tі амплітуда R приведені в безрозмірних одиницях. Спектральна ширина неоднорідноїлінії а = 10. Верхній графік відповідає випадку B2 / а > 0. Нижній графікпоказує поведінку індукованого поля для випадку B2 / а = 0.2.
7.Пошуки вирішення проблеми гамма-лазера: пониження порогу генерації задопомогою деструктивної інтерференції каналів резонансного поглинаннягамма-квантів.
Дослідженопоширення гамма-випромінювання в резонансному середовищі, приготованому задопомогою лазерного поля і гамма-накачування в змозі, яке може підсилюватигамма-випромінювання без інверсії заселеності [14]. Такий стан досягаєтьсязавдяки двом чинникам. Перший – це пересічення і змішування підрівнів спинівядер, що знаходяться в основному стані. Таке змішування станів спинівпропонується здійснити за допомогою постійного магнітного поля заданоїнапруженості, прикладеного уподовж напряму, що становить малий кут з віссюсиметрії кристала, в якому знаходяться резонансні для гамма-квантів ядра. Самкристал повинен володіти некубічною симетрією. Другий чинник – приготуванняядер за допомогою лазера в когерентній суперпозиції пересічних станів ядерногоспину. Досліджені стаціонарний і імпульсний режими проходженнягамма-випромінювання через підсилююче середовище без інверсії заселеності. Устаціонарному режимі знайдена оптимальна довжина області посилення гаммавипромінювання. Ця довжина визначається граничною відстанню, на якійвідбувається виснаження лазерного накачування, і ефект безінверсного посиленнягамма-випромінювання пропадає. У імпульсному режимі лазерне випромінюваннястворює вікно прозорості для резонансних гамма квантів. Воно «откравается» наякийсь час рівне тривалості лазерного імпульсу. Цей імпульс поширюється всередовищі без втрат, якщо для нього виконується умова самоіндуцированноїпрозорості. Посилене гамма-випромінювання теж набуває форми імпульсу. Йогопосилення відбувається завдяки енергії збуджених ядер і перекачування енергіїміж лазерним імпульсом і гамма-випромінюванням. Перекачування енергії єджерелом порушення самоіндуцированної прозорості для лазерного імпульсу, щотакож наводить до обмеження області безінверсного посилення.
8.Розглянута динамічна інтерференція каналів поглинання гамма-квантів,створена радіочастотним збудженням ядерних спинів.
Запропоновановикористання радіочастотного збудження ядерних спинів в резонансному поглиначігамма-квантів для прояснення цього поглинача. Показано, що в разі проясненнягамма-кванти в поглиначі мають швидкість істотно меншу швидкості світла увакуумі. В результаті довжина когерентності кожного кванта може статипорівнянною з розмірами поглинача. Запропоновано використовувати цей ефект длязатримки і накопичення квантів у фізично обмеженому об'ємі речовинирезонансного поглинача [15].
Висновки
Заминулі роки було вивчено багато незвичайних властивостей фотонного відлуннянайрізноманітніших модифікацій. Наприклад, ехо-камери в багаторівневихсистемах, ехо-камери при багатофотонному резонансі, модифікованої ехо-камери.Використовуючи техніку фотонної ехо-камери отримують багату інформацію проструктуру, динаміку, кінетичні процеси кристалічних і аморфних речовин,напівпровідників і діелектриків, надпровідників, а також всіляких рідин ігазів. Удалося виміряти багато їх параметрів з надвисокою точністю, недоступноюякими-небудь іншими методами. Виникла нова область наукових досліджень — оптична ехо-камера-спектроскопія.
Явищефотонної ехо-камери обіцяє цілий ряд перспективних технічних вживань в областіоптоелектроніки. Річ у тому, що на відміну від магнітних резонансів ЕПР і ЯМРфотонна ехо-камера володіє всіма перевагами оптичного діапазону, а саменадшвидкодією і многоканальностью. Тобто можна створити такі умови, при яких вкристалі розміром 1 см паралельно працюватиме велика кількість світловихпроменів (порядка 108), що складаються з оптичних імпульсів тривалістю в 1 пс(10-12 з). В даний час розроблений принцип роботи і зроблені макети пристроївоптичної пам'яті великої ємкості для використання в комп'ютерних системах.Створені лабораторні пристрої по автоматичній обробці інформації — фільтри,змішувачі, розгалуджувачі, логічні елементи, векторно-матричні помножувачі,системи розпізнавання образів і пристроїв штучного інтелекту. Розробкипродовжуються.
Література
1. C.V. Heer, Mc Manamon P.F., Opt.Соmmun., 23, N1, 49, 1977.
2. E.I. Shtyrcov, N.L. Nevelskaia, V.S. Lobkov, N.G. Yarmukhametov.Phys.Stat. Solid (b), 98, 1980.
3. E.L. Hahn. Phys.Rеv., 80, 580, 1950.
4. M.S. Shiron. Appl.Phys.Lett., 33, 4, 299, 1978.
5. Абрагам А… Ядерний магнетизм, ІЛ, М., 1963.
6. Аллен Л., Дж.Эберли. Оптичний резонанс і дворівневі атоми,«Світ», М., 1978.
7. Маныкин Э.А., Самарцев В.В. Оптическая эхо-спектроскопия. М.:Наука, 1984. 270 с.
8. Штирков Е.І, B.C.Лобков, Н.Г.Ярмухаметов. Листи в ЖЕТФ, 27,стр.12, 685, 1978.
9. Штирков Е.І. Оптика і спектроскопія, 45, стр.603, 1978.
10. Железняков В.В.Что такое сверхизлучение // Соросовский Образовательный Журнал. 1997. № 4. С.52-54.
11. Трифонов Е.Д.Сверхизлучение — спонтанное излучение многоатомной системы // Там же. 1996. №12. С. 75-80.