Эффекты сильного поля в нелинейной спектроскопии плазмы

• Автор: Степанов, Михаил Георгиевич
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Новосибирск
• Количество страниц: 107 с. : ил.

Оглавление
ВВЕДЕНИЕ
Глава 1. Постановка задачи
§1. Основные уравнения теории кулоновского уширения
§2. Теория возмущений и классификация радиационных процессов
Глава 2. Зависимость частоты столкновений от скорости
§3. Операторный метод вычисления функции распределения
§4. Сужение нелинейного резонанса при увеличении отстройки
Глава 3. Кулоновское уширение в условиях насыщения
§5. Адиабатическое приближение в системе с диффузией
§6. Режим “слабого” насыщения
§7. Форма провала Беннета в сильном поле
§8. Кривая насыщения ионного лазера
§9. Полевое уширение магнитооптического резонанса
§10. Эффекты насыщения в антистоксовом ионном лазере
Глава 4. Эффекты полевого расщепления
§11. Одетые состояния движущегося иона
§12. Форма диффузионно-уширенной линии вблизи простой точки поворота
§13. Полевое уширение компонент дублета Аутлера - Таунса
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ
Литература
Введение
С появлением квантовых генераторов, являющихся мощными источниками когерентного электромагнитного излучения, задача о взаимодействии сильного светового поля с веществом приобрела особую актуальность. При решении этой задачи удобно разделить процессы распространения и акты взаимодействия. Раздел физики, изучающий элементарные акты подобного взаимодействия, называется нелинейной спектроскопией (НС). Методами НС, которые включают в себя анализ зависимостей от частот и интенсивностей электромагнитных волн, от их поляризации и направления распространения, можно изучать внутреннее строение вещества. С точки зрения теоретической физики НС — это совокупность методов вычисления нелинейных восприимчивостей различных сред. Наиболее важным с теоретической и практической точек зрения является случай резонансного взаимодействия электромагнитной волны со средой, когда частота волны ш близка к боровской частоте перехода и>21 — {Е — Е)/Н между какими-либо внутренними состояниями |1) и |2) частиц среды (щ — и>2г -С и>).
В конце 40-х и в 50-х годах интенсивно велись работы с мазерами в диапазоне СВЧ. При длинах волн Л = 2п/к = 1 мм4-10 см и тепловых скоростях порядка Ут ~ 10° см/с допплеровская ширина линии составляет кут ~ 10 кГц 4- 1 МГц, что обычно мало по сравнению с константами релаксации энергетических уровней рабочей среды. При этом допплеровское уширение было несущественно. Наибольшее внимание уделялось эффектам сильного поля. Карплусом и Швингером был предсказан эффект полевого уширения спектральных линий [1] (уширение резонанса при увеличении интенсивности волны), связанный с насыщением поглощения. Полевое расщепление было расчитано Аутлером и Таунсом [2].
С появлением лазеров в начале 60-х годов ситуация коренным образом изменилась. В видимом диапазоне длина волны А ~ 0.5 мкм, что при ут ~ 10° см/с даёт кут ~ 2 ГГц. В данном случае константы релаксации уровней уже могут быть малы по сравнению с кут Это приводит к тому, что ширина области резонансных скоростей мала по сравнению с Ут- Электромагнитная волна, взаимодействующая с веществом, стремится выравнять населённости внутренних состояний. Вследствие резонансного характера взаимодействия в функциях распределения населённостей по скоростям
возникают узкие неравновесные структуры, называемые провалами (или пиками) Беннета [3].
Распределение частиц по скоростям не является прямо наблюдаемой величиной. Экспериментально эффекты, связанные с провалами Беннета, впервые наблюдались в спектре генерации одночастотного лазера. Мощная стоячая электромагнитная волна в резонаторе лазера приводит к возникновению двух провалов Беннета на скоростях ±1су = — СП21- При ш — 21 провалы, создаваемые прямой и обратной волной, на-
ходятся на одной скорости. В спектре генерации возникает узкий провал, ширина которого связана с шириной провалов Беннета, называемый провалом Лэмба [4]. Форму провалов Беннета можно также определить, измеряя зависимость коэффициента поглощения еще одной электромагнитной волны от ее частоты (метод пробного поля [5, 6]). В спектре поглощения пробной волны наблюдается нелинейный резонанс — провал в области частот, при которой пробная волна резонансно взаимодействует с частицами со скоростями, где населенности уже частично выравнены первой волной. В поле электромагнитной волны изменяется также спектр спонтанного испускания, из которого также можно сделать выводы о форме провалов Беннета. Таким образом, можно измерить времена жизни-уровней, сечения столкновительных процессов и т.д.
Форма провалов Беннета и провала Лэмба сильно зависит от того, как меняется скорость поглощающих частиц во времени, т.е. от вида интеграла столкновений в кинетическом уравнении. Эффекты, связанные со столкновениями изучались давно, например, уширение, связанное с конечным временем жизни было открыто Лоренцем, уширение из-за сбоев фазы было рассмотрено Вайскопфом, столкновительный механизм устранения неоднороного уширения был обнаружен Дикке [7]. После появления субдоплеровской “спектроскопии насыщения” интерес к столкновениям сильно возрос.
В случае парного взаимодействия в разреженном газе изменение функции распределения частиц по скоростям описывает уравнение Больцмана [8, §3]. Интеграл столкновений в общем случае есть интегральный оператор. В теории столкновений имеется два предельных типа изменения скорости — модели сильных и слабых столкновений. В модели сильных столкновений скорость частицы сильно меняется в результате каж-

Рис. 7: Относительное сужение спектра поглощения рО(:)(£7; Г2М) при изменении О от 0 до кьт («д = — 1) в зависимости от у/Г, — результат численного расчета по формуле (28). Различные кривые соответствуют различным значениям Г, начиная с Г=0 (верхняя кривая) до Г = 7 х 10~2 кг>т с шагом 10~2кг>т-
может сужаться при увеличении О (см. Рис. 6). Эффект сужения спектра максимален. когда диффузионная ширина много меньше допплеровской, но много больше однородной ширины Г (Г/кит fyfPj і)-
При Кц — I необходимо учитывать и второе слагаемое, которое соответствует двухквантовым процессам. В области — П| -С у1/3 при Г2Г форма пика пропор-
циональна квадратному корню из лоренциана, как и в модели с постоянным коэффициентом диффузии [42]

ИеРи{П,Пц) ос їіе е- X) (Г; + (29)

Ширина пика не зависит от частоты столкновений у (а следовательно и от Г2), амплитуда пика обратно пропорциональна у уФгг(р) и совпадает по величине с амплитудой “населённостного” пика Ци)- Медленные крылья "корня из лоренциана" обрезаются на |ПМ — П| ~ здесь же второе слагаемое пересекает ноль. В области
- П| у1 в главном порядке по у/(С1 — П)3 столкновения не влияют на форму линии, однако интеграл по от С1и) обращается в нуль как и в отсутствии