Физические механизмы обращения волнового фронта звуковых пучков и динамика обращаемых полей

• Автор: Стрельцов, Владимир Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.06
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 192 с. : ил

Оглавление
Введение

Содержание и структура диссертации

Положения, выдвигаемые на защиту

Глава
§1. Дисперсионные соотношения и скорость звука для акустических колебаний в кристаллах с Ван-дер-Ваальсовской связью во внешнем электрическом поле
§2. Дисперсионные соотношения для звуковых колебаний в ионной цепочке во внешнем электрическом поле

§3. ОВФ при вынужденном комбинационном рассеянии звука

Глава 2
§1. ОВФ звука при фонон-геликонном взаимодействии в продольном переменном магнитном поле
§2. ОВФ звука при фонон-плазмонном взаимодействии во внешних переменных силовых полях
§3. ОВФ звука при временной модуляции подвижности электронов 104 Глава 3
§1. Звуковое поле при прожекторном сканировании источника по поверхности ОВФ-слоя
§2. Динамика акустического поля в пространственно-неоднородной параметрической обращающей среде
§3. Аберрация звуковых пучков при параметрическом обращении волнового фронта
§4. Динамика квантованного акустического поля в среде с модулированной скоростью звука
Выводы
Список литературы 1 ВО

1. Введение
Проблема динамического обращения волнового фронта (ОВФ) пучков в реальном времени для полей различной физической природы остается в центре внимания теоретиков и экспериментаторов вот уже на протяжении почти трех десятилетий.
Почти императивную актуальность она приобрела в оптике в 70-х годах в связи с исследованиями по лазерному термоядерному синтезу. С самого начала было очевидно, что решить задачу острой фокусировки мощного лазерного луча, прошедшего через каскад усилителей, вносящих случайные фазовые искажения, с помощью обычных компенсирующих методов, таких как адаптивные или стационарные голографические обращающие системы, дело безнадежное.
Как часто бывает, рецепт решения был уже готов и состоял в самообращении световой волны при вынужденном рассеянии Манделылтама-Бршиоэна (ВРМБ). Теперь кажется удивительным, как долго проходили мимо хорошо известной фундаментальной особенности ВРМБ: фононный распад падающего фотона с
импульсом к происходит с образованием фотона с импульсом —к , что по существу и означает обращение. Возможно, объяснение этому кроется в том, что в подавляющем большинстве случаев для описания процессов вынужденного рассеяния использовалась модель плоских волн, при этом теоретики привычно безразлично относились к фазам комплексных амплитуд.
После первых работ по ОВФ при ВРМБ [1,2] возникло понимание того, что в рамках одномерного приближения простой факт фазового сопряжения медленной выходной амплитуды рассеянной назад волны

к входной амплитуде падающей (U Рс~ Uinc) может означать столь важное пространственное обращение волнового фронта пучка.
Вполне естественно, что внимание было обращено на другие виды нелинейных оптических процессов, где подобное сопряжение имеет место. И, прежде всего на четырехфотонное взаимодействие в среде с безинерционной нелинейностью. При накачке такой среды двумя встречными плоскими пучками частоты о в ней эффективно реализуется однородная в области взаимодействия модуляция диэлектрической проницаемости s на частоте 2оо. Распространение сигнальной волны частоты со приводит теперь к генерации встречной волны с обращенным фронтом [3-5].
Такой метод обращения наряду с очевидными недостатками, связанными, прежде всего с геометрической пространственной неоднородностью модуляции из-за ограниченности апертуры пучков накачки, имеет свою привлекательную сторону. Среда с модулированной проницаемостью является абсолютно неустойчивой -параметрическое взаимодействие встречных волн в ней сопровождается их усилением за счет перекачки энергии модулятора.
Интересно отметить, что исследование параметрических процессов генерации и усиления электромагнитных волн являлось весьма популярной задачей квантовой электродинамики еще в начале шестидесятых годов [6,7].
В этих работах уже содержался достаточно тривиальный для квантовых бозонных (и фермионных полей) с билинейным взаимодействием на классическом потенциале требуемый результат: для протяженных областей рождение фотонных пар происходит с противоположными импульсами. К сожалению, в оптическом диапазоне не существует физических механизмов, кроме указанного

= р[со + со] - со, а>0)- а; у, * <у02 - со] уг~сох (:2со0 - сох) ; у0 = -|/а?
Предполагается, что все расстройки частот ага>0 о.)г2со0 больше ширины линии/ Нетрудно убедиться, что 1т(Х*о)<0:

е/ю0й2И|

Ли(Х2) - -ю2 Рои- -у < О

n2li |р|
^ 2 И

,1 (2 2 + Y0 У
Таким образом, среда поглощает на частоте а>о и является усиливающей на частоте со2. Действительная часть X определяет дисперсию звуковых волн соответствующих частот.
В правые части уравнений (1.3.3.) должны быть добавлены соответственные слагаемые т*об(г) и m25(r), отвечающие 8 -коррелированным сферически симметричным монохроматическим
флуктуационным колебаниям пузырьков с амплитудами и

■ на частотах со0 и со2. Физически существование затравочного Ро®
источника на частоте со2 может быть связано с наличием некоторого количества ( с концентрацией п2«п) пузырьков с резонансной частотой со2, либо совпадением частоты со2 частотой какого-либо обертона осцилляций пузырька радиуса R0. В первом случае т0 ,т2 статистически независимы. В отсутствие указанных условий, единственной причиной возникновения стоксовой компоненты Р
2 Выражения для акустических проницаемостей Х0, Х2 , теряют силу при высоких значениях интенсивности накачки, отвечающих эффективному влиянию антистоксовой компоненты на динамику рассеяния (см. ниже).