1612045808-897604033167dc1177d2605a042c8fec (533738), страница 123

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 123)

Отражающие поверхности голограммы будут иметь такую же ориентацию и интервал, как и плоскости равных значений показателей преломления в упругой волне, если волновые векторы опорной и предметной волн удовлетворяют условию к — й~ =и (см. задачу). Чтобы эти поверхности перемещались вдоль направления и со скоростью звука, частота предметной волны кч должна быть меньше ы на частоту 11 упругой волны: ы — ы~ = 11. Так как Ц ~ ы, то векторы к и й~ имеют почти одинаковую длину й = ып/с и образуют равнобедренный треугольник (рис. 10.5).

Прн падении на такую голограмму только одной опорной волны Ез сов (кг — ы1) в результате дифракции произойдет восстановление предметной волны Е~ сов (й~г — он1). Поэтому дифракция монохроматической световой волны Еэ сов (кг — ы1) на упругой волне бо=асоз (пг — й1) должна приводить к возникновению как раз такой дифрагировавшей волны Е~ соз (й~г — АД с волновым вектором й~ = и — ц и частотой кч = ы — й. Когда же угол между и и й тупой, дифрагировавшая волна имеет волновой вектор й~=й+ ц н частот ы й. у + 8 конденсированных средах тепловое движение проявляется в колебаниях атомов и молекул.

Из-за сильной связи атомов друг с другом колебание одного нз них неизбежно передается соседним атомам. В целом тепловое движение в твердых телах можно рассматривать как совокупность всевозможных упругих волн, соответствующих различным нормальным колебаниям. Их спектр простирается от низких звуковых частот до гнперзвуковых ( ° 1Оэ — 1О" Гц).

На основе такой модели теплового движения Дебай объяснил наблюдаемую на опыте температурную зависимость теплоемкости твердых тел с простыми кристаллическими решетками. Рассеяние света на упругих волнах, обусловленных тепловым движением, называется рассеянием Монделыигама — Бриллюэна (см. Э 2.10). С квантовой точки зрения рассеяние Мандельштама — Бриллюэна представляет собой рассеяние фотона исходного светового пучка с испусканием или поглощением кванта упругих колебаний среды— фонона, т.

е. квазичастицы с энергией Ь1) и импульсом йф В элементарном акте рассеяния выполняются законы сохранения энергии доз+-Ж=йм и импульса йк+-Ь~=ййь соответствующие изменению частоты ы-+-Й=ы~ и направления света й~г-ц=й~ в классической волновой картине рассеяния. Вероятность испускания фонона н появления нового рассеянного фотона не зависит от наличия таких фотонов, т. е. от интенсивности рассеянного света, и в этом смысле рассматриваемое рассеяние следует считать спонтанным процессом. существует аналогичный процесс вынужденного рассеяния фотона с непусканием фонона, вероятность которого пропорциональна интенсивности рассеянного света. Вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна (ВРМБ) было открыто на опыте в 1904 г: Чнао, Таунсом и Стойчевым.

Они обнаружили, что мощное лазерное излучение частоты ы вызывает в кристалле появление когерентной упругой волны частоты 11 с одновременным испусканием света на частоте ы — 11. Явление наблюдается лишь тогда, когда мощность лазерного излучения превышает некоторое пороговое значение.

С точки зрения классической электромагнитной теории ВРМБ можно рассматривать как процесс параметрического усиления упругой волны с частотой 11 н холостой электромагнитной волны с частотой ы — й за счет энергии мощной электромагнитной волны накачки с частотой ы. Поясним это. При больших значениях напряженности электрического поля световой волны становится существенным не только влияние создаваемых упругой волной оптических неоднородностей на распространение света, но и влияние света на оптические параметры среды.

Такое влияние обусловлено, в частности, явлением электрострнкцни: в электрическом поле в диэлектрике возникает дополнительное давление, пропорциональное квадрату напряженности электрического поля р-Е'. Пусть, например, в результате рассеяния интенсивной световой волны Евсоз (кг — ы1) на упругой волне асов(цг — й() появилась световая волна Е~соз1(к — ц)г — (ы — й)11. Рассмотрим суммарную напряженность электрического поля падающей и рассеянной волн. Для нахождения создаваемого ими давления нужно сумму напрнженностей возвести в квадрат, что после элементарных тригонометрических преобразований даст слагаемые, изменяющиеся на удвоенных световых частотах, н одно слагаемое с частотой й.

Упругие волны с оптическими частотами существовать не могут, поэтому соответствующие слагаемые в р можно не учитывать и возбуждение упругих волн в среде под действием света будет описываться выражением р — ЕоЕь соз (цг — ()1). (10.23) Зта волна создаваемого светом давления распространяется в том же направлении и с той же скоростью, что и первичная упругая волна, благодаря которой возникла рассеянная световая волна. Поэтому будет происходить параметрическое усиление первоначально слабой тепловой упругой волны, как и рассеянного на ней света.

Прн достаточно большой интенсивности исходного светового пучка, когда усиление превысит потери, амплитуды упругой волны и рассеянного света будут, нарастать по мере распространения в нелинейной среде. Их энергия черпается из волны накачки, поэтому нарастание продолжается до тех пор, пока интенсивность рассеянного света не станет сравнима с ее интенсивностью. В отличие от некогерентного спонтанного рассеяния на тепловых флуктуациях плотности возникающее при ВРМБ излучение когерентно.

ри ограниченных размерах нелиней- П ной среды и поперечного сечения светового пучка накачки наиболее интересен случай рассеяния назад; когда усиливаемые упругая н световая волны распространяются навстречу и каждая из них обеспечивает положительную обратную связь для процесса параметрического усиления другой. Если когерентный падающий пучок пространственно неоднороден, т. е. его интенсивность не постоянна по поперечному сечению, то прн ВРМБ происходит интереснейшее явление обращения волнового фронта, не имеющее аналога в классической оптике.

Схема эксперимента по его наблюдению приведена на рис. !0.6. Волновой фронт интенсивного лазерного пучка, имеющего высокую направленность, существенно искажается поставленной на его пути фазовой пластинкой П со случайными неоднородностями. Расходимость пучка возрастает при этом в десятки раз. Затем линза Л с большой апертурой, достаточной для того, чтобы перехватить весь расширенный пучок, направляет свет в кювету К, заполненную сероуглеродом или метаном при высоком давлении. Небольшая часть лазерного пучка отражается плоскопараллельной пластинкой, и его угловое распределение в дальней зоне регистрируется измерительной системой Сь Аналогичная система Ск регистрирует рассеянный назад свет, также прошедший через линзу Л и фазовую матовую пластинку П.

Эксперименты показали, что первоначально широкий пучок рассеянного света после прохождения через те же оптические элементы в обратной последовательности становится столь же направ- ~цв Схема акеаеримеата по наблюдению обращения колко»ого фронта ленным, как и в первоначальный лазерный пучок. Так происходит потому, что волновой фронт излучения, рассеянного назад в нелинейной среде, в точности воспроизводит сколь угодно сложную структуру волнового фронта падающей волны, отличаясь лишь противоположным направлением распространения (небольшое уменьшение частоты можно не принимать во внимание, так как его относительная величина Аеа/е» = й/еа = 2ло/с имеет порядок отношения скорости звука к скорости света).

По выражению академика Р. В. Хохлова, «кювету с рассеивающим веществом можно рассматривать как волшебное зеркало, изменяющее знак времени». Эффект обращения волнового фронта, как и голография, уточняет наши представления о необратимых н обратимых оптических явлениях. Информация о первоначальной структуре когерентного светового пучка не теряется при его прохождении через непоглощающую матовую пластинку. Механизм вынужденного рассеяния обращает искаженный волновой фронт с сохранением этой информации. При прохождении в обратном направлении через ту же пластинку все внесенные ею искажения волнового фронта полностью компенсируются и пучок восстанавливает свою структуру, т.

е. возвращается в исходное состояние, но обращенное во времени. Конечна, абсолютная обратимость здесь все же не достигается как в отношении мощности, так и в отношении частоты, которая получает небольшой сдвиг из-за затраты энергии на возбуждение упругих волн в нелинейной среде. М ожно провести аналогию рассматриваемых явлений с голографическим восстановлением волнового фронта (см. $ 7.7). Если при восстановлении объемной голограммы использовать волну противоположного направления по сравнению с опорной волной, то происходит восстановление действительного изображения предмета, которое расположено там, где находился предмет при записи. Это значит, что такое восстановление голограммы также приводит к обращению волнового фронта предметной волны.

Характеристики

Список файлов книги