Ефекти ехо-камери та перспективи їх практичного використання

БОЛЬШАЯ ЛЕНИНГРАДСКАЯ БИБЛИОТЕКА - РЕФЕРАТЫ - Ефекти ехо-камери та перспективи їх практичного використання

Ефекти ехо-камери та перспективи їх практичного використання

Зміст

1. Вступ

2. Електромагнітні імпульси у середовищі

2.1 Взаємодія електромагнітних хвиль з речовиною

2.2 Квантовій опис атомів і резонансна взаємодія з електромагнітним полем

2.3 «Площа» імпульсів і їх вплив на атом

3. Загальна характеристика явища фотонної луни та його експериментальне спостереження

3.1 Якісній розгляд. Аналогія зі спіновою луною

3.2 Експеріментальне дослідження явища

3.3 Місце фотонної луні серед інших явищ нелінійної оптики

4. Математичній апарат для опису фотонної луні

Висновки

Література

1. Вступ

Мета роботи - розповісти про клас нестаціонарних фізичних явищ - ефекти ехо-камера, з яких фотонна ехо-камера - одне з найбільш яскравих і таких, що володіють чудовими перспективами практичного вживання.

Знаходячись в горах, лісі або просто величезному залі, ми чуємо ехо-камеру - віддзеркалення голосно виголошених звуків з деякою затримкою в часі. Ехо-камера пояснюється віддзеркаленням звукових хвиль від перешкод - схилів гір, узлісь лісу, стенів будинків. Це явище відоме людині з незапам'ятних часів. Само назва "ехо-камера" означає ім'я німфи, яка перетворилася на тінь в покарання за свою балакучість (по одній з легенд) так, що вона могла повторювати лише кінці слів. Тоді людині явище ехо-камера здавалася таємничою. Людина одушевляла довколишню природу. Сьогодні ми б сказали, що людина неживу природу наділяла властивостями штучного інтелекту: вона запам'ятовувала сказану людиною словесну фразу і відтворювала її через деякий час, тобто володіла пам'яттю і властивостями обробки інформації. Вже давно явище ехо-камера широко використовується в технології, наприклад при вимірі глибини ехолотом, а в нашому XX столітті - в радіолокації.

Ті явища, які сьогодні включають в назву термін "ехо-камера", мають абсолютно іншу фізичну природу. Такі явищ дуже багато: ехо-камера спину, фотонна ехо-камера, циклотронна ехо-камера, плазмова ехо-камера, електроакустична ехо-камера, осциляторна ехо-камера, поляризаційна ехо-камера і ін. У всіх цих явищах ми маємо справу з рухом (в основному що коливає або обертальним) великого числа більш менш незалежних елементів: механічних або магнітних моментів ядер, дипольних моментів атомів або молекул, пружними коливаннями малих часток або фероелектричних і феромагнітних доменів і так далі Всім цим явищам властиво така властивість, як когерентність і звернення в часі. Під зверненням часу слід розуміти такий процес, який повторює послідовність подій деякого руху в зворотному по ходу часу порядку. У свою чергу, поняття когерентності широко використовується в науці в різному контексті. Само слово "когерентність" означає узгодженість. У загальній фізиці під когерентністю слід розуміти рух декількох осциляторів (коливань) з постійною в часі різницею фаз. У оптиці для опису явища інтерференції світлових променів існує точніше визначення, засноване на використанні властивостей кореляційних функцій джерел випромінювань. У побутовому сенсі рух регулярний, синхронізоване для великого числа учасників процесу можна вважати когерентним, тоді як їх випадковий, незалежний один від одного хаотичний рух буде некогерентним. На цьому далі зупинимося детально, але спочатку розглянемо просту наочну модель на побутовому, добре відомому прикладі для розуміння конкретних нестаціонарних ефектів типа ехо-камери.

2. Електромагнітні імпульси у середовищі

2.1 Взаємодія електромагнітних хвиль з речовиною

Електромагнітна взаємодія — одна з чотирьох фундаментальних взаємодій. Електромагнітна взаємодія існує між частками, що володіють електричним зарядом. З сучасної точки зору електромагнітна взаємодія між зарядженими частками здійснюється не прямо, а лише за допомогою електромагнітного поля.

З точки зору квантової теорії поля електромагнітна взаємодія переноситься безмасовим бозоном — фотоном (часткою, яку можна представити як квантове збудження електромагнітного поля). Сам фотон електричним зарядом не володіє, а значить не може безпосередньо взаємодіяти з іншими фотонами.

З фундаментальних часток в електромагнітній взаємодії беруть участь ті, що також мають електричний заряд частки: кварки, електрон, мюон і тау-частка (з ферміонів), а також заряжені калібрувальні бозони.

Електромагнітна взаємодія відрізняється від слабкої і сильної взаємодії своїм дальнодіючим характером — сила взаємодії між двома зарядами спадає лише як друга міра відстані. По такому ж закону спадає з відстанню гравітаційна взаємодія. Електромагнітна взаємодія заряджених часток набагато сильніше гравітаційного, і єдина причина, по якій електромагнітна взаємодія не виявляється з великою силою на космічних масштабах, — електрична нейтральність матерії, тобто наявність в кожній області Вселеної з високою мірою точності рівних кількостей позитивних і негативних зарядів.

У класичних (неквантових) рамках електромагнітна взаємодія описується класичною електродинамікою.

Коротке зведення основних формул класичної електродинаміки

На провідник із струмом, поміщений в магнітне поле, діє сила Ампера:

На заряджену частку, рухому в магнітному полі, діє сила Лоренца:

1.                У тому числі електромагнітна взаємодія і між електрично нейтральними в цілому частками (тобто, коли їх сумарний заряд нуль), але складові частини яких володіють зарядами, так що взаємодія не зводиться до нуля, хоча і швидко убуває з відстанню. Наприклад, нейтрон — нейтральна частка, проте він містить в своєму складі заряджені кварки і тому бере участь в електромагнітній взаємодії (зокрема, володіє ненульовим магнітним моментом).

2.                Розділ квантової теорії поля, що описує електромагнітну взаємодію носить назву квантової електродинаміки. Це зразковий, найдобріше розроблений і такий, що піддається розрахунку розділ квантової теорії поля, і взагалі одна з найбільш успішних і точних - в сенсі експериментального підтвердження - галузей теоретичної 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 всі відомі 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 полі сильної взаємодії - глюонне поле - зосереджено між "кольоровими" кварками - усередині складеної частки, а його "залишкова частина", що поширюється зовні, - дуже мала і швидко спадає.

2.2 Квантовій опис атомів і резонансна взаємодія з електромагнітним полемо

У класичній електродинаміці взаємодія між зарядами здійснюється через поле: заряд породжує поле і це поле діє на інші заряди. У квантовій теорії взаємодія поля і заряду виглядає як випускання і поглинання зарядом квантів Поля — фотонів. Взаємодія ж між зарядами, наприклад між двома електронами в Квантова теорія поля є результатом їх обміну фотонами: кожен з електронів випускає фотони (кванти електромагнітного поля, що переносить взаємодію), які потім поглинаються ін. електроном. Це справедливо і для ін. фізичних полів: взаємодія в Квантова теорія поля— результат обміну квантами поля.

У цій досить наочній картині взаємодії є, проте, момент, що потребує додаткового аналізу. Поки взаємодія не почалася, кожна з часток є вільною, а вільна частка не може ні випускати, ні поглинати квантів. Дійсно, розглянемо вільну нерухому частку (якщо частка рівномірно рухається, завжди можна перейти до такої інерціальної системи відліку, в якій вона покоїться). Запасу кінетичної енергії в такої частки немає, потенційною — випромінювання енергетично неможливе.

Аби вирішити цей парадокс, потрібно врахувати, що дані частки є квантовими об'єктами і що для них істотні незрозумілостей співвідношення. Ці співвідношення зв'язують невизначеності координати частки (Dх) і її імпульсу (Dр):

  (1.1)

Є і друге співвідношення — для незрозумілостей енергії DE і специфічного часу Dt даного фізичного процесу (тобто часу, протягом якого процес протікає):

. (1.2)

Якщо розглядається взаємодія між частками за допомогою обміну квантами поля (це поле часто називається проміжним), то за Dt природно прийняти тривалість такого акту обміну. Питання про можливість випускання кванта вільною часткою відпадає: енергія частки, згідно (10), не є точно визначеною; за наявності ж квантового розкиду енергій DE закони збереження енергії і імпульсу не перешкоджають більш ні випусканню, ні поглинанню квантів, що переносять взаємодію, якщо лише ці кванти мають енергію ~ DE і існують протягом проміжку часу.

Проведені міркування не лише усувають вказаний вище парадокс, але і дозволяють отримати важливі фізичні виводи. Розглянемо взаємодію часток в ядрах атомів. Ядра складаються з нуклонів, тобто протонів і нейтронів. Експериментально встановлено, що поза межами ядра, тобто на відстанях, великих приблизно 10–12 см, взаємодія невідчутно, хоча в межах ядра воно свідомо велике. Це дозволяє стверджувати, що радіус дії ядерних сил має порядок L ~ 10–12 см.Саме такий дорога пролітають, отже, кванти, що переносять взаємодію між нуклонами в атомних ядрах. Час перебування квантів "в дорозі", навіть якщо прийняти, що вони рухаються з максимально можливою швидкістю (із швидкістю світла з), не може бути менше, ніж Dt. Згідно попередньому, квантовий розкид енергії DE взаємодіючих нуклонів виходить рівним DE ~. В межах цього розкиду і повинна лежати енергія кванта — переносника взаємодії. Енергія кожної частки маси m складається з її енергії спокою, рівною mc2,и кінетичної енергії, зростаючої у міру збільшення імпульсу частки. При не дуже швидкому русі часток кінетична 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 значення величин, то виявляється, що маса кванта ядерного поля приблизно в 200—300 разів більше маси електрона.

Такий напівякісний розгляд привів в 1935 японського фізика-теоретика Х. Юкава до передбачення нової частки; пізніше експеримент підтвердив існування такої частки, названої пі-мезоном. Цей блискучий результат значно укріпив віру в правильність квантових уявлень про взаємодію як про обмін квантами проміжного поля, віру, що зберігається в значній мірі до цих пір, не дивлячись на те, що кількісну мезонну теорію ядерних сил побудувати все ще не удалося.

Якщо розглянути 2 настільки важкі частки, що їх можна вважати класичними матеріальними крапками, то взаємодія між ними, що виникає в результаті обміну квантами 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 з полем квантів, що переносять взаємодію (або інакше — заряд, відповідний даному виду взаємодії).

Якщо застосувати цю формулу до випадку, коли переносниками взаємодії є кванти електромагнітного поля — фотони, маса спокою яких m = 0, і врахувати, що замість g повинен стояти електричний заряд е, то вийде добре відома енергія кулонівської взаємодії двох зарядів: Uел = е2/r.

Графічний метод опису процесів.

Хоча в Квантовій теорії поля розглядаються типово квантові об'єкти, можна дати процесам взаємодії і перетворення часток наочні графічні зображення. Такого роду графіки вперше були введені американським фізиком Р. Фейнманом і носять його ім'я. Графіки, або діаграми, Фейнмана, зовні схожі на зображення доріг руху 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 кожної вільної частки вводять деяку лінію (яка, звичайно, є всього лише графічний символ поширення частки): так, фотон змальовують хвилястою лінією, електрон — суцільний. Інколи на лініях ставлять стрілки, поширення" частки, що умовно позначають "напрям. Нижче дані приклади таких діаграм.

Мал..1.1 Розсіяння фотона на електроні

На мал. 1 змальована діаграма, відповідна розсіянню фотона на електроні: у початковому стані присутні один електрон і один фотон; у крапці 1 вони зустрічаються і відбувається поглинання фотона електроном; у крапці 2 з'являється (випускається електроном) новий, кінцевий фотон. Це — одна з простих діаграм Комптон-ефекту.

Рис. 1.2 Обмін фотоном між двома електронами

Діаграма на мал. 2 відображає обмін фотоном між двома електронами: один електрон в крапці 1 випускає фотон, який потім в крапці 2 поглинається другим електроном. Як вже говорилося, такого роду обмін наводить до появи взаємодії; т. о., дана діаграма змальовує елементарний акт електромагнітної взаємодії двох електронів. Складніші діаграми, відповідні такій взаємодії, повинні враховувати можливість обміну декількома фотонами; одна з них змальована на мал. 1.3.

Мал..1.3. Взаємодія між фотоном і електроном

У наведених прикладах виявляється деяка загальна властивість діаграм, що описують взаємодію між електронами і фотонами: всі діаграми складаються з простих елементів — вершинних частин, або вершин, одна з яких (мал. 4) представляє випускання, а інша (мал. 5) — поглинання фотона електроном. Обоє ці процесу окремо заборонені законами збереження енергії і імпульсу. Проте якщо така вершина входить як складова частина в деяку складнішу діаграму, як це було в розглянутих прикладах, то квантова невизначеність енергії, що виникає через те, що на проміжному етапі деяка частка існує короткий час Dt, знімає енергетичну заборону.

Мал.1.4 Взаємодія між позитроном та електроном

Частки, які народжуються, а потім поглинаються на проміжних етапах процесу, називаються віртуальними (на відміну від реальних часток, що існують досить тривалий час). На мал. 1 це — віртуальний електрон, що виникає в крапці 1 і зникаючий в крапці 2, на мал. 2 — віртуальний фотон і так далі Часто говорять, що взаємодія переноситься віртуальними частками. Можна декілька умовно прийняти, що частка віртуальна, якщо квантова невизначеність її енергії DE порядку середнього значення енергії частки, і її можна називати реальною, якщо DE << (для відносно повільно рухомих часток з нерівною нулю масою спокою m ця умова зведеться до нерівності DE << mc2).

Діаграми Фейнмана не лише дають наочне зображення процесів, але і дозволяють за допомогою певних математичних правил обчислювати вірогідність цих процесів. Не зупиняючись детально на цих правилах, відзначимо, що в кожній вершині здійснюється елементарний акт взаємодії, що наводить до перетворення часток (тобто до знищення одних часток і народження інших). Тому кожна з вершин дає вклад в амплітуду вірогідності процесу, причому цей вклад пропорційний константі взаємодії тих часток (або полів), лінії яких зустрічаються у вершині. У всіх приведених вище діаграмах такою константою є електричний заряд е. Чим більше вершин містить діаграма процесу, тим у вищій мірі входить заряд у відповідне вираження для амплітуди вірогідності процесу. Так, амплітуда вірогідності, відповідна діаграмам 1 і 2 з двома вершинами, квадратична по заряду (~ е2), а діаграма 3 (що містить 4 вершини) наводить до амплітуди, пропорційної четвертої міри заряду (~ е4). Крім того, в кожній вершині потрібно враховувати закони збереження (за винятком закону збереження енергії — його застосовність лімітується квантовим співвідношенням неопределенностей для енергії і часу): імпульсу (що відповідає кожній вершині акт взаємодії може статися в будь-якій точці простору отже, імпульс визначений точно), електричного заряду і так далі, а також вводити множники, залежні від спинів часток.

Вище були розглянуті лише прості види діаграм для деяких процесів. Ці діаграми не вичерпують всіх можливостей. Кожну з простих діаграм можна доповнити безконечним числом діаграм, що усе більш ускладнюються, включають все більше число вершин. Наприклад, приведену на мал. 1 "нижчу" діаграму Комптон-ефекту можна ускладнювати, вибираючи довільно пари крапок на електронних лініях і сполучаючи ці пари хвилястою фотонною лінією, оскільки число проміжних (віртуальних) фотонних ліній не лімітоване.

Взаємодія частки з вакуумом електромагнітного поля.

На приведених графіках взаємодії двох електронів (мал. 2 і 3) кожен з фотонів породжується одним і поглинається ін. електроном. Проте можливий і ін. процес: фотон, випущений електроном в крапці 1, через деякий час поглинається ним же в крапці 2. Оскільки обмін квантами обумовлює взаємодію, то такий графік також є одній з простих діаграм взаємодії, але лише взаємодії електрона з самим собою, або, що те ж саме, з власним полем. Цей процес можна також назвати взаємодією електрона з полем віртуальних фотонів, або з фотонним вакуумом (остання назва визначається тим, що реальних фотонів тут немає). Т. о., власне електромагнітне (електростатичне) поле електрона створюється випусканням і поглинанням (цим же електроном) фотонів. Такі взаємодії електрона з вакуумом обумовлюють експериментально спостережувані ефекти (що свідчить про реальність вакууму). Найзначніший з цих ефектів — випромінювання фотонів атомами. Згідно квантовій механіці, електрони в атомах розташовуються на квантових енергетичних рівнях, а випромінювання фотона відбувається під час переходу електрона з одного (вищого) рівня на іншій, що володіє меншою енергією. Проте квантова механіка залишає відкритим питання про причини таких переходів, що супроводяться так званим спонтанним ("мимовільним") випромінюванням; більш того, кожен рівень виглядає тут як сповна стійкий. Фізичною причиною нестійкості збуджених рівнів і спонтанних квантових переходів, згідно До. т. п., є взаємодія атома з фотонним вакуумом. Образно кажучи, взаємодія з фотонним вакуумом трясе, розгойдує атомний електрон — адже при випусканні і поглинанні кожного віртуального фотона електрон випробовує поштовх, віддачу; без цього електрон рухався б стійко по орбіті (ради наочності, приймемо цей напівкласичний образ). Один з таких поштовхів заставляє електрон "впасти" на стійкішу, тобто що володіє меншою енергією, орбіту; при цьому звільняється енергія, яка йде на збудження електромагнітного поля, тобто на утворення реального фотона.

Те, що взаємодія електронів з фотонним вакуумом обумовлює саму можливість переходів в 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

Спочатку коротко розглянемо моменти імпульсу електронів і атомів, визначувані по класичній електронній теорії. Отже:

1. Електрон, рухаючись по орбіті довкола ядра, володіє механічним орбітальним моментом імпульсу, де m, v – маса і швидкість електрона. При цьому вектор перпендикулярний орбіті електрона.

2. Рух електрона по орбіті відповідає протіканню деякого орбітального струму, який визначає магнітний орбітальний момент,, де I – електронний струм, S – площа витка струму (орбіти електрона). Визначимо:,, тут е – заряд електрона, T – період звернення електрона по орбіті. Тоді. Слід врахувати, що також перпендикулярний орбіті електрона, але вектора і направлені в протилежні сторони. Механічний і магнітний орбітальні моменти електрона зв'язані вираженням

Тут – це гіромагнітне (магніто–механічне) відношення орбітальних моментів електрона.

3. Орбітальний механічний момент імпульсу атома дорівнює геометричній (векторною) сумі орбітальних моментів всіх електронів атома:, Z – число електронів.

4. Орбітальний магнітний момент імпульсу атома дорівнює геометричній (векторною) сумі магнітних моментів всіх електронів атома:. Вочевидь, що зберігається співвідношення

Тепер розглянемо електронні і атомні моменти з точки зору квантової механіки. Хронологічно першими експериментами по вивченню магнітних моментів атома, що виявляються в магнітних полях, були досліди П. Зєємана (1896 г). Було виявлено, що якщо помістити джерело світла (електромагнітного випромінювання) між полюсами електромагніту, то спектральні лінії джерела розщеплюються на декілька компонент. Явище розщеплювання спектральних ліній, а отже і енергетичних рівнів, переходи між якими забезпечують випромінювання, в зовнішньому магнітному полі отримало назву ефекту Зеемана. Розрізняють нормальний і аномальний ефекти Зеемана.

Нормальний ефект Зеемана спостерігається в сильних магнітних полях.

При приміщенні джерела випромінювання з частотою н0 (л0) в магнітне поле, направлене паралельно напряму поширення випромінювання, спостерігається випромінювання з двома симетричними відносно початкової н0 частотами: н-1 і н+1. Випромінювання з початковою частотою н0 при цьому не відбувається:.

Якщо досліджуване випромінювання поширюється перпендикулярно вектору магнітного поля, то випромінювання з н0 симетрично розщеплюється на три компоненты: н-1, н0 і н+1.

Нормальний ефект Зеемана був пояснений Лоренцем по класичній електронній теорії. У зовнішньому магнітному полі вектори і електрона в атомі обертаються (процесують) з кутовою швидкістю, якою відповідає частота. Тут – напруженість зовнішнього магнітного поля связанна з вектором магнітної індукції співвідношенням. При цьому вектори і описують співісні конічні поверхні із загальною вершиною в центрі орбіти і остюком, паралельним вектору. Такий рух векторів і моментів електрона і відповідної електронної орбіти в атомі в зовнішньому магнітному полі називається прецессией Лармора.

Різниця частот між спектральними лініями при нормальному ефекті Зеемана опинилася рівною якраз Ларморової частоті Дн = н+1.– н0 = н0 – н-1.

Величина називається магнетоном Бору і позначається, тоді можна записати, чтоДн =. С.313 Детлаф РИС

Аномальний ефект Зеемана спостерігається в слабких магнітних полях і полягає в розщеплюванні кожної спектральної лінії випромінювання на безліч компонент.

При цьому зовнішнє магнітне поле вважається слабким, якщо взаємодія між орбітальним і магнітним моментами електрона в атомі сильніше, ніж взаємодія кожного з цих моментів або із зовнішнім магнітним полем. Тому саме аномальний ефект Зеемана виявляє взаємодію між власними внутрішніми моментами електрона в атомі. Із збільшенням напруженості магнітного поля взаємодія між внутрішніми моментами електрона стає все менш істотною в порівнянні з їх взаємодією із зовнішнім магнітним полем. Розщеплювання спектральних ліній при цьому зростає, сусідні лінії поступово починають зливатися, і залишається 2 або 3 частоти випромінювання залежно від взаємного напряму магнітного поля і випромінювання.

3. Загальна характеристика явища фотонної луні та його експериментальне спостереження

3.1 Якісній розгляд. Аналогія зі спіновою луною

Звичайний простий виклад виходить в тих випадках, коли обговорюваному явищу удається знайти аналог в повсякденному житті. Для безвідрадзної луні таким аналогом може служити наступний приклад. Уявимо собі забіг на довгу дистанцію. Відразу після старту всі бігуни біжать щільною купою, тобто мають, кажучи по-науковому, близькі значення просторових координат. Проте з часом найбільш треновані бігуни підуть вперед, а аматори порушувати спортивний режим відстануть, і відмінності в їх координатах стануть помітними. Але тут з'ясовується, що старт був дан не в ту сторону. Слідує команда “круг”, після якої бігуни продовжать свою дорогу в протилежному напрямі, так що найбільш швидкі з них виявляться в положенні тих, що доганяють. Допустимо, що співвідношення швидкостей учасників забігу після такої команди збережеться, тоді через час, рівний інтервалу від моменту старту до команди “круга”, вони всі дружно пересічуть лінію старту, тобто матимуть однакові значення координати відносно цієї лінії.

Тепер опишемо цей же епізод, але по-науковому. При купчастому переміщенні можна говорити про узгодженість руху бігунів. Проте за давньою традицією слова в науковій термінології прийнято замінювати іноземними, найчастіше англійськими. Але з англійською мовою є проблеми, на які звернув увагу ще німецький письменник Курт Тухольський: ця мова складається з одних іноземних слів, які до того ж неправильно виголошуються. Так от, якщо узяти англійський варіант слова “узгодженості” і виголосити його правильно, то вийде термін “когерентність”. З точки зору цього поняття описаний вище процес змагання можна розглядати як розпад когерентності по координаті до команди “круга” і її відновлення після.

Ріс.3.1 Схематичне зображення процесів, що забезпечують формування спінової луни.

Такого типа 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, орієнтованих уздовж магнітного поля H. Стартовим сигналом для векторів M є імпульс поперечного змінного магнітного поля, що відхиляє їх від напряму H. Подібно похило поставленій дзизі, що процесує довкола вертикальної осі, нахилені вектори M процесують довкола H з так званою частотою Лармора, залежною від величини H.

Відразу після стартового імпульсу вектори M паралельні, що відповідає когерентності їх прецесій по фазі. Така фазова когерентність характеризується сумарною компонентою намагніченості m, що обертається довкола поля H з частотою. За законами електромагнетизму змінне магнітне поле, пов'язане з m, створює змінне електричне поле, збуджуюче електричний струм в приймальному пристрої.

Хан добився того, аби даний струм убував з часом, що на рис.3,б змальовано за допомогою хвоста, наступного за стартовим імпульсом. У експерименті це досягалося за рахунок неоднорідностею поля H, із-за яких частоти в різних точках зразка опинялися різними. Тому вектори M, процесу є з різними швидкостями, 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, відповідно відсутній і струм в приймачі.

При зміні знаку поля H напрям прецесії M міняється на протилежний, що відповідає команді “кругу” в розглянутому вище прикладі. Технічно це здійснюється за допомогою імпульсу перемагнічування, який подається у момент часу t1, коли фазова когерентність втрачена. Після зміни напряму прецесії починається відновлення фазової когерентності. Вона повністю відновиться через час t1 після імпульсу перемагнічування, як і в разі прикладу з бігунами. Разом з фазовою когерентністю відновиться і змінна складова намагніченості m, а отже, і сигнал в приймачі. Саме цей сигнал Хан назвав спіновою луною, оскільки він обумовлений ядерними магнітними моментами спинів. Його тривалість визначається часом розпаду фазової когерентності, тобто довжиною хвоста після стартового імпульсу.

Збуджені атоми

Якщо замість магнітних дипольних моментів ядер “залучити до роботи” дипольні електричні 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, відповідної метровим радіохвилям, тоді як частоти коливань дипольних електричних моментів атомів відносяться до оптичного діапазону, тобто вище в мільйони разів. Але з точки зору квантової механіки це кількісна відмінність наводить до якісної через те, що енергія оптичного фотона (згідно формулі Планка E = h?, де h - постійна Планка) в ті ж мільйони разів більше енергії радіочастотного фотона.

В разі ехо-камери спинової луни випромінювана енергія складає нікчемну долю від повної енергії ядерних спинів, тому її можна не враховувати при описі їх поведінки на всіх етапах формування ехо-камера-сигналу. Енергетика фотонної ехо-камери виглядає зовсім інакше. Досить сказати, що самі дипольні електричні моменти, на яких формується ехо-камера-сигнал, створюються стартовим імпульсом. (Атом в “звичайному” стані дипольним моментом не володіє, а набуває його під дією зовнішнього електричного поля, переходячи в збуджений стан.) Тому енергія поглиненого фотона не може бути менше енергії інших взаємодій за участю збудженого атома. До речі, про поглинені фотони. Звичайна модель з їх зникненням 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 теорії відносності. Розділ фізики, що об'єднав квантову механіку і спеціальну теорію відносності, отримав назву квантової електродинаміки (скорочено КЕД).

У КЕД електрони і фотони не можуть існувати окремо. Кожен електрон обов'язково оточений хмарою фотонів, а кожен фотон - хмарою з пар електрон-позитрон. Якщо бути 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 в рамках однієї статті нам не здолати. Тут у нас немає можливості до кінця розібратися навіть з КЕД. Річ у тому, що кожен фотон, маючи рівну нулю масу спокою, 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 і інших випадках. Це одне з найкрасивіших когерентних явищ, яке складає основу цілого напряму в сучасній оптиці і лазерній техніці - оптичній ехо-камера-спектроскопії [1]. Фотонна ехо-камера є проявом взаємодій ультракоротких світлових імпульсів з речовиною - газами, середовищами, що конденсують, плазмою - і в даний час широко застосовується для дослідження кінетичних процесів релаксації елементарних збуджень в твердих тілах. Воно також володіє своєрідною оптичною пам'яттю і може служити основою для зберігання, обробки і передачі великих масивів інформації. Фізичне єство цього явища полягає в наступному.

Хай в нашому розпорядженні є джерело ультракоротких лазерних імпульсів і відповідне резонансне середовище. Наприклад, це може бути лазер на фарбниках, що працює в імпульсному режимі, і кристал рубіна (кристал корунду Al2O3 з домішками іонів хрому Cr3 +). Частота лазерного випромінювання підбирається так, щоб бути резонансною (майже збігатися по величині) до деякого атомного переходу іона хрому. Саме цей матеріал використовувався в перших експериментах по виявленню і вивченню фотон-ехо-камери. Довжина хвилі оптичних імпульсів l = = 0,635 мкм, що відповідало фотонам енергії E = hn > 1,9 эВ. Ці фотони могли резонансно поглинатися тривалентним іоном хрому, що заміщає атом алюмінію в кристалічній решітці корунду, тобто вони переводили хром в збуджений стан, віддалений від основного рівня на енергію фотона. Тривалість лазерних імпульсів складала 15-20 нс. Час життя збудженого стану біля Т1 = 20 мкс, що перевершувало тривалість імпульсів в 1000 разів і дозволяло впливати багато разів на іон хрому в його збудженому стані. В даний час використовуються ще більш ультракороткі світлові імпульси аж до декількох фемтосекунд (10-15 с).

Якщо через кристал рожевого рубіна (він містить хром як домішку в кількості 0,005% по масі) пропустити два послідовні світлові імпульси з приведеними вище параметрами і інтервалом між імпульсами t < Т1, то в системі домішкових іонів хрому формується когерентний стан, який в результаті свого розпаду висвічує новий оптичний когерентний імпульс - сигнал двохімпульсної фотонної ехо-камери. Таким чином, це явище аналогічно явищу спин-ехо-камери. Відмінність полягає в діапазоні електромагнітного поля випромінювання: спінова-ехо-камера реалізується в радіодіапазоні, фотонна ехо-камера - в оптичному і інфрачервоному діапазонах довжин хвиль. У радіодіапазоні зазвичай довжина хвилі набагато перевершує розміри зразків резонансного середовища, тоді як при світлових довжинах хвиль ситуація зворотна: l! l, де l - товщина кристала рубіна. Це наводить до нових властивостей фотонної ехо-камери в порівнянні із спином - виникає певна спрямованість ехо-камера-сигналу.

3.2 Експеріментальне дослідження явища

Дослідження по спектроскопії домішкових неврегульованих твердотілих систем методом фотонної ехо-камери (ФЕ) були початі в лабораторії електронних спектрів в 1990 році. Ці дослідження сталі можливі в результаті розробки (Ю.Г. Вайнер, 1989-1990 рр.) методики низькотемпературних вимірів часів оптичного дефазування і швидкої спектральної дифузії в домішкових стеклах методом некогерентного ФЕ (НФЕ) і створення експериментальної установки. Вже перші виміри на створеній установці привели 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 низькочастотних збуджень в стеклах експериментальному факту. В даний час проводяться систематичні експериментальні і теоретичні дослідження по динаміці домішкових стекол з використанням двох різновидів техніки ФЕ: НФЕ з широкосмуговим лазерним джерелом і двохімпульсного пікосекундного ФЕ (2ФЭ).

Істотною перевагою методу НФЕ є можливість реалізації високого тимчасового дозволу, що робить можливим дослідження ультрамиттевих релаксаційних процесів в домішкових стеклах. Високий тимчасовий дозвіл установки (25 - 30 фс) дозволяє, зокрема, надійно розділяти ділянки кривих спаду ФЕ, відповідні бесфотонної лінії і фононному крилу (див. Мал. 3.2) і проводити таким чином виміри часу оптичного дефазування Т2 аж до температури 100 До і вище.

Мал. 3.2 Криві спаду двохімпульсної пікосекундної фотонної ехо-камери (а) і некогерентної фотонної ехо-камери (b-d) для системи цинк-октаетілпорфін в толуолі. Пунктирна лінія на (а) відповідає апроксимуючій експоненціальній залежності, використовуваній для визначення часу оптичного дефазування, Т2. Вставка на (d) демонструє розділення ділянок кривої спаду, відповідних бесфононной лінії (ZPL) і фононному крилу (PW).

Співпраця з дослідниками Байройтського університету (D. Haarer, S. Zilker), експериментальна установка 2ФЭ яких оснащена оптичним криостатом на Не-3, дало можливість вперше провести унікальні виміри процесів оптичного дефазування в домішкових стеклах в широкому діапазоні температур (від 0,35 До до 100 До) і отримати унікальну інформацію про релаксаційні процеси в стеклах в широкому температурному діапазоні [4-10] (див. Мал. 3.3). Ці виміри дозволили вперше визначити температури, при яких починає виявлятися вклад в оптичне дефазування, пов'язаний з взаємодією молекул домішки з квазілокалізованими низькочастотними коливальними модами аморфної матриці в системах, що вивчаються [3-11]. В ході цих вимірів був вперше виявлений ефект дисперсії часів оптичного дефазування Т2 в домішковій аморфній системі: тетра-терт-бутилтеррилен в поліізобутилені [7,12]. Аналіз залежності часів Т2 від температури в системах, що вивчаються, виявив відмінність низькотемпературної частини цієї залежності від передбачень теорії ФЕ в низькотемпературних стеклах.

Мал. 3.3 Температурні залежності зворотного часу оптичного дефазування, (яку можна розглядати 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) і некогерентної фотонної ехо-камери - (кухлі). На (а) трикутниками показані результати незалежних вимірів виконаних в [M. Berg et al., J. Chem. Phys., 88, 1564 (1988)]. На (b) штриховими лініями показані вклади завширшки лінії від взаємодії домішки з дворівневими системами і квазілокальними низькочастотними модами матриці, переважаючі, відповідно, при низьких і високих температурах.

Чисельний аналіз отриманих даних і пояснення виявленої незгоди з передбаченнями існуючих теорій зажадав вдосконалення існуючих теоретичних моделей. Була розроблена і апробована модифікована модель ФЕ в низькотемпературних стеклах (А.В. Наумов, Ю.Г. Вайнер) [13,14]. Нова модель дозволяє враховувати всілякі мікроскопічні особливості взаємодії домішкових молекул з ДУС (наприклад, наявність мінімальної відстані між хромофорами і ДУС, дисперсію значень константи взаємодії примесь-ДУС, зміна властивостей матриці поблизу іонних хромофорних молекул і тому подібне). Для перевірки застосовності моделі м'яких потенціалів до опису процесів оптичного дефазування в аморфних середовищах розроблена методика розрахунків ширини ліній в таких середовищах в рамках моделі м'яких потенціалів (Ю.Г. Вайнер, М.А. Кольченко) [15,16]. Показано, що модель м'яких потенціалів якісно правильно описує температурну поведінку однорідної ширини бесфононной лінії у відносно широкому температурному діапазоні і може бути з успіхом використана в спектральних дослідженнях.

3.3 Місце фотонної луни серед інших явищ нелінійної оптики

Науковий напрям “Спектроскопія атомів і молекул” є одним з фундаментальних напрямів сучасної фізики. Даний напрям поширюється на такі явища нелінійної оптики: атомна і молекулярна спектроскопія; математична обробка і інтерпретація спектроскопічного експерименту; квантова динаміка і спектроскопія багатозарядних іонів; когерентна і нелінійна оптика.

Запропоновані нові підходи і розроблений комплекс прикладних програм для вирішення зворотних і прямих завдань обробки і інтерпретації експериментальних даних з особливостями (фрактальний шум, перемежана, статечні для дробу тренди, пропуски в даних і ін.). Розвиваються ідеї по вживанню вейвлет-перетворення для усунення обчислювальної нестійкості некоректних завдань. Запропоновано використовувати базис адаптивних вейвлетов в разі миттевопротікаючих процесів в нелінійних динамічних системах, редукції складних сигналів і томографії. На основі безперервного вейвлет-перетворення і методу похідної спектрометрії розроблений алгоритм підвищення дозволу спектральних ліній, частково і повністю перекритих. Використовуючи концепцію дробової похідної, створений метод визначення аналітичної форми спектральних ліній і їх параметрів на основі розподілів Гауса, Лоренца і Цалліса.

Спектроскопія багатозарядних іонів, яка почала в 80-і роки інтенсивно розвиватися в провідних наукових центрах світу у зв'язку з прогресом в області технології здобуття пучків важких іонів, є одним з напрямів сучасній атомній спектроскопії. Для дослідження спектрів багатозарядних іонів, які із-за сильного обурення власним полем випромінювання не можуть бути описані в рамках теорії обурень стандартними методами квантової електродинаміки, був потрібний розвиток нових методів в квантовій теорії. На кафедрі були закладені основи нового методу в квантовій теорії, який може відкрити нові можливості для опису квантово-електродинамічних ефектів в спектрах випромінювання багатозарядних іонів. В рамках методу була побудована теорія нестабільних зв'язаних станів атомних систем, процесів випромінювання і автоіонізаційного розпаду без звернення до теорії обурень і квазістаціонарного наближення, а також побудована теорія природного розширення спектральних ліній атомів, застосовна і у разі, коли взаємодія атома з власним полем випромінювання не є малим обуренням. Показано, що в разі перекривання рівнів станів з однаковими повним моментом, його проекцією і парністю, яке може мати місце для важких багатозарядних іонів, взаємодія атома з власним полем випромінювання стає ефективно сильною і може наводити до істотної відмінності форми контура спектральної лінії від лоренцевскої. Проведені розрахунки контурів спектральних ліній He- і Li- подібних іонів урану показали, що в таких спектрах можуть спостерігатися непертурбативні ефекти, наприклад, розщеплювання спектральних ліній, обумовлене взаємодією атома з власним полем випромінювання.

В області когерентної оптики ведуться наступні наукові дослідження: 1) розробка нових методів оптичної ехо-камера-спектроскопії, у тому числі у фемтосекундному діапазоні тривалості; 2) розробка нових фізичних принципів оптичної обробки інформації на основі довгоживучої фотонної ехо-камери і тригерного оптичного надвипромінення; 3) розробка теоретичних основ лазерного охолоджування твердих тіл і оптимальних режимів роботи лазерних рефрижераторів; 4) дослідження актуальних проблем квантової оптики і, серед них, - проблеми посилення стислого світла в режимі тригерного оптичного надвипромінення, а також проблеми квантової пам'яті на основі оптичного субвипромінювання.

4. Математичній апарат для опису фотонної луні

У атомній фізиці зазвичай мають справу лише з одним типом взаємодії атомних електронів і вільних фотонів - поглинанням фотона частоти n під час переходу електрона із стану з енергією E1 в стан з енергією E2.

Ріс.4.1 Механічна модель поширення світла в речовині

На рис.4.1 представлена механічна модель поширення фотона в речовині з врахуванням перевипроминювача. Кулька масою m0, рухаючись із швидкістю v, налітає на ланцюжок сферичних маятників, що мають таку ж масу m0. При зіткненні з першим маятником 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 повертає йому швидкість v.

Уповільнення поширення світла в речовині - явище добре відоме: з ним пов'язаний ефект заломлення під час переходу кордону розділу двох середовищ. Його зазвичай характеризують показником заломлення n (v = c/n). У звичайних умовах значення n близькі 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 у тому, що атоми в речовині беруть участь в тепловому русі. Через це їх реакція на 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 кульки стане непрямолінійним, і якщо замість ланцюжка узяти плоску сітку маятників, то на виході з неї кулька матиме довільний напрям швидкості.

Отже, взаємодія атомного електрона з вільним резонансним фотоном може кінчитися виселенням першого в збуджений стан і затриманням другого. Але цей процес займає кінцевий час, протягом якого електрон блукає між станами з енергіями E1 і E2, а затриманому фотону наказ про звільнення то підписується, то відміняється. Якщо в проміжку між підписанням наказу і його відміною фотон встигає ушитися за межі фотонної хмари, то спроба атома збудитися виявляється невдалою. Таких фотонів, що зірвалися з гачка, в зразку зазвичай багато, і пов'язане з ними результуюче випромінювання залежить від міри когерентності перехідних процесів в атомах. Якщо вони когерентні, то і фотони, що випромінюють, формують когерентне випромінювання, подібне лазерному. Повністю некогерентні процеси наводять лише до теплового випромінювання.

Є дві причини, чому когерентне випромінювання має вищу інтенсивність в порівнянні з тепловим.

По-перше, когерентні фотони максимально підсилюють один одного, оскільки їх вектори електричного і магнітного полів паралельні. В разі теплових фотонів ці поля мають довільну орієнтацію, тому їх середнє значення значно менше максимального.

По-друге, попадання когерентного фотона у фотонну хмару збудженого атома збільшує вірогідність випромінювання другого такого ж фотона. Тому інтенсивність вимушеного випромінювання набагато вища, ніж спонтанного, що і забезпечує роботу лазерів.

Тепер у нас все готово для опису процесу формування фотонної ехо-камери під дією оптичних когерентних імпульсів. Перший когерентний імпульс збуджує в атомах перехідні процеси, які так само мають бути когерентними, принаймні перший час після імпульсу. Цим обумовлена активна післядія таких імпульсів. З часом когерентність руйнується, як і в разі спінальної ехо-камери, що веде до загасання післядії.

Дослідження просторових і спектральних властивостей фотонної ехо-камери і можливості кутової оптичної ехо-камера-спектроскопії (спільно із співробітниками ЕТН-центра, Цюріх, Швейцарія).

Мал. 4.2. Зміна довжини хвилі фотонної ехо-камери при зміні кута між хвилевими векторами і збуджуючих імпульсів. Вертикальні стрілки позначають центр «тягарі» спектральній лінії сигналу ФЕ при рівному 0°, 7.4° і 10°. Штриховою лінією позначений спектр імпульсів. Сигнал фотонної ехо-камери має головний максимум уздовж хвилевого вектора на частоті

У деяких резонансних середовищах (напр., в полімерних плівках, легованих молекулами фарбника [1]) експериментально досліджені просторові і спектральні властивості фотонної ехо-камери (ФЕ) і виявлена зміна довжини хвилі ФЕ (відносно довжини хвилі збуджуючих імпульсів) при варіюванні кута між хвилевими векторами цих імпульсів. Один з результатів приведений на мал. 4.2.

Збуджену двома, рознесеними в часі, лазерними імпульсами резонансне середовище можна ототожнити з керованим інтерференційним фільтром. Властивості динамічних «грат» нерівноважної населеності і поляризації, лежачих в основі цього фільтру, були експериментально досліджені в роботі [2]. Аналіз, проведений в роботі [3] на основі експериментів [1, 2], показує на можливість кутової оптичної ехо-камера-спектроскопії.

2. Дослідження довгоживучої фотонної ехо-камери (ДСФЕ), що стимулює, і розробка фізичних принципів оптичної фазової пам'яті.

Детально досліджені багатоімпульсні режими запису, кодування і прочитування інформації в режимі ДСФЕ в кристалі трифторіаду лантану з празеодімом на довжині хвилі 477.7 нм при температурі рідкого гелію. Створений макет пристрою, що запам'ятовує, що діє, на основі ДСФЕ. Відзначимо недавні експерименти по некогерентному ФЕ в рубіні в умовах световолоконого транспортування до зразка окремих збуджуючих імпульсів.

3. Дослідження оптичного надвипромінення (ОСІ) і тригерного оптичного надвипромінення (ТОС).

У функціонуванні оптичних фазових процесорів можуть використовуватися сигнали ОСІ [7]. У 1999 році був поставлений успішний експеримент по спостереженню оптичного надвипромінення в кристалі трифторіду лантану з празеодімом на довжині хвилі 477.7 нм при температурі рідкого гелію [8]. Осцилограма сигналу ОСІ (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. Із зростанням потужності накачування спостерігалося також надвипромінення на довжині хвилі 606 нм.

Разом з цими експериментами спільно з ФТІНТ АН України (м. Харків) були поставлені експерименти по тригерному оптичному надвипроміненню на іншому кристалі - дифенілі, легованому молекулами пирена [9]. Явище ТОС спостерігалося на довжині хвилі 373 нм. Результати експерименту приведені на малюнку 4.3.

Відзначимо результати теоретичних розробок ТОС в умовах, коли роль інжекційного імпульсу виконує потік бифотонов. Заслуговують на увагу також розробки теорії безінверсного ОСІ в домішкових кристалах.

Мал.4. 3. Форми сигналів і просторовий розподіл інтенсивностей в кристалі дифенілу з пиреном [9]: (а) чисте ОСІ; (б) інжекційний імпульс; (в) ТОС. Ціна великого ділення 20 нс.

4. Теоретичне дослідження проблеми лазерного охолоджування твердих тіл.

У основі процесу лежить антистоксовий режим, пояснений на малюнку 4.4.

Мал. 4.4 Антистоксовий режим лазерного охолоджування стекол і кристалів, легованих рідкоземельними іонами: (а) спрощена трирівнева схема процесу, де Н – накачування, Ф – флуоресценція, Фн – фонон; (б) схема робочих рівнів іонів тривалентного ітербію в тяжелометаллическом склі, на основі якого американськими дослідниками (R. Epstein et.al. Patent USA №5 447 032 від 05.09.1995) був створений макет лазерного рефрижератора. До теперішнього часу досягнуте охолоджування на 65°, починаючи від кімнатної температури.

Квант накачування менше кванта флуоресценції на величину енергії фононів. У результаті енергія фононів несеться з твердотілого зразка в процесі флуоресценції. Результати наших теоретичних розробок, на які посилаються американські дослідники, підсумовувані в книзі [10]. Для підвищення ефективності охолоджування запропоновано використовувати процес надвипромінення [11]. В даний час проводяться дослідження процесу самоохлаждения активних елементів деяких твердотілих лазерів (напр., на основі кристала, одночасно легованого іонами.

5. Досліджені можливості запису і прочитування інформації за допомогою бихроматичного поля в середовищі, що складається з трирівневих атомів.

Біхроматічеське поле складається з двох компонент: слабкого сигнального поля (сигнальної хвилі) і сильного поля накачування (опорної хвилі). Розглянута можливість запису тривалості і форми сигнальної хвилі в неоднорідний розширеному спектрі поглинання ансамблю атомів завдяки формуванню періодичної структури спектральних провалів. Показано, що сигнальна хвиля може бути відновлена після виключення обоє полів (сигнального і опорного), якщо до зразка прикласти лише опорну хвилю. Знайдено, що тривалість і форма відновленої сигнальної хвилі залежить від інтенсивності опорної хвилі.

6. Досліджено насичення оптичного переходу між выпрожденными станами.

Розглянуто насичення 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 коли відсутній спектральний дозвіл цих підрівнів. Показано, що в умовах насичення розширення такої лінії може істотно перевершувати розширення лінії поглинання простого дворівневого атома [13]. Додаткове розширення лінії зобов'язане захвату заселеності в когерентній суперпозиції нижніх підрівнів атома.

Мал. 4.5 Діаграма трирівненого атому

Вгорі змальована енергетична діаграма трирівневого атома, що збуджується сигнальною хвилею B1 і опорною хвилею B2. Спочатку всі атоми знаходяться в основному стані 1. 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 імпульс опорної хвилі. Імпульс R, що індукується на частоті сигнальної хвилі, показаний затіненим трикутником.

Мал. 4.6. Залежність амплітуди індукованого імпульсу R від часу, відлічуваного з моменту включення опорної хвилі. Тривалість сигнальної хвилі – T = 3. Час t, T і амплітуда R приведені в безрозмірних одиницях. Спектральна ширина неоднорідної лінії а = 10. Верхній графік відповідає випадку B2 / а > 0. Нижній графік показує поведінку індукованого поля для випадку B2 / а = 0.2.

7. Пошуки вирішення проблеми гамма-лазера: пониження порогу генерації за допомогою деструктивної інтерференції каналів резонансного поглинання гамма-квантів.

Досліджено поширення гамма-випромінювання в резонансному середовищі, приготованому за допомогою лазерного поля і гамма-накачування в змозі, яке може підсилювати гамма-випромінювання без інверсії заселеності [14]. Такий стан досягається завдяки двом чинникам. Перший – це пересічення і змішування підрівнів спинів ядер, що знаходяться в основному стані. Таке змішування станів спинів пропонується здійснити за допомогою постійного магнітного поля заданої напруженості, прикладеного уподовж напряму, що становить малий кут з віссю симетрії кристала, в якому знаходяться резонансні для гамма-квантів ядра. Сам кристал повинен володіти некубічною симетрією. Другий чинник – приготування ядер за допомогою лазера в когерентній суперпозиції пересічних станів ядерного спину. Досліджені стаціонарний і імпульсний режими проходження гамма-випромінювання через підсилююче середовище без інверсії заселеності. У стаціонарному режимі знайдена оптимальна довжина області посилення гамма випромінювання. Ця довжина визначається граничною відстанню, на якій відбувається виснаження лазерного накачування, і ефект безінверсного посилення гамма-випромінювання пропадає. У імпульсному режимі лазерне випромінювання створює вікно прозорості для резонансних гамма квантів. Воно «откравается» на якийсь час рівне тривалості лазерного імпульсу. Цей імпульс поширюється в середовищі без втрат, якщо для нього виконується умова самоіндуцированної прозорості. Посилене гамма-випромінювання теж набуває форми імпульсу. Його посилення відбувається завдяки енергії збуджених ядер і перекачування енергії між лазерним імпульсом і гамма-випромінюванням. Перекачування енергії є джерелом порушення самоіндуцированної прозорості для лазерного імпульсу, що також наводить до обмеження області безінверсного посилення.

8. Розглянута динамічна інтерференція каналів поглинання гамма-квантів, створена радіочастотним збудженням ядерних спинів.

Запропоновано використання радіочастотного збудження ядерних спинів в резонансному поглиначі гамма-квантів для прояснення цього поглинача. Показано, що в разі прояснення гамма-кванти в поглиначі мають швидкість істотно меншу швидкості світла у вакуумі. В результаті довжина когерентності кожного кванта може стати порівнянною з розмірами поглинача. Запропоновано використовувати цей ефект для затримки і накопичення квантів у фізично обмеженому об'ємі речовини резонансного поглинача [15].

Висновки

За минулі роки було вивчено багато незвичайних властивостей фотонного відлуння найрізноманітніших модифікацій. Наприклад, ехо-камери в багаторівневих системах, ехо-камери при багатофотонному резонансі, модифікованої ехо-камери. Використовуючи техніку фотонної ехо-камери отримують багату інформацію про структуру, динаміку, кінетичні процеси кристалічних і аморфних речовин, напівпровідників і діелектриків, надпровідників, а також всіляких рідин і газів. Удалося виміряти багато їх параметрів з надвисокою точністю, недоступною якими-небудь іншими методами. Виникла нова область наукових досліджень - оптична ехо-камера-спектроскопія.

Явище фотонної ехо-камери обіцяє цілий ряд перспективних технічних вживань в області оптоелектроніки. Річ у тому, що на відміну від магнітних резонансів ЕПР і ЯМР фотонна ехо-камера володіє всіма перевагами оптичного діапазону, а саме надшвидкодією і многоканальностью. Тобто можна створити такі умови, при яких в кристалі розміром 1 см паралельно працюватиме велика кількість світлових променів (порядка 108), що складаються з оптичних імпульсів тривалістю в 1 пс (10-12 з). В даний час розроблений принцип роботи і зроблені макети пристроїв оптичної 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. Розробки продовжуються.

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.