149748 (732188), страница 2

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

Текст из файла (страница 2)

-d(V∆N)/2dt = Q/ћω₀.

Первое из них фактически следует из определения инкремента γ; второе означает, что число испускаемых фотонов Q/ћω₀ (где ћω₀ – энергия одного кванта излучения) равно числу излучательных переходов в единицу времени (которое характеризуется изменением степени инверсии d(∆N)/dt). Решение этих уравнений имеет вид [1]

∆N(t) = - ∆N₀tanh(t-t₃/2τ),

Q(t) = ћω₀∆N₀V/ 4τ*cosh²(t-t₃/2τ).

Длительность импульса τ = 1/(2γ₀), где γ₀ – инкремент соответствующий инверсии ∆N₀ в начальный момент времени t = 0. Время задержки t₃ = τln(4Q_max/Q₀), где Q₀ – начальная, а Q_max = (ћω₀/4T₁)(V∆N₀)² – максимальная мощность излучения. Если мощность Q₀ равна мощности некогерентного спонтанного излучения ћω₀∆N₀V/ T₁, то время задержки составит t₃ = τln(∆N₀V) [4]. Профиль импульса сверхизлучения показан на рис. 2, в, изменение населенности – на рис. 3.

Таким образом, мощность СИ действительно оказывается пропорциональной квадрату концентрации возбужденных молекул. Это связано с тем, что в процессе взаимодействия молекул через поле излучения все молекулярные дипольные моменты оказываются сфазированными и ведут себя как один большой диполь. Поэтому, в частности, эта фазировка не кончается при ∆N = 0, когда в обычных импульсных лазерах и мазерах генерация прекращается. Здесь, наоборот, излучение достигает максимума и продолжается до исчезновения возбуждения молекул ∆N ≈ -N₀.

Сверхизлучение в больших образцах. Классические аналоги СИ.

Рассмотрение эффекта СИ на примере образца малых размеров позволяет наглядно представить себе этот процесс. Однако практическая реализация СИ в крупинке размером L « λ затруднительна: как показывает анализ, диполь0дипольное взаимодействие молекул при их «столкновениях» не позволяет реализовать основное условие СИ τ « T₂. Поэтому основной интерес представляют, конечно, образцы больших размеров L » λ, к обсуждению которых мы и перейдем.

В образцах больших размеров могут распространятся электромагнитные волны, которые в инвертированной двухуровневой среде обладают специфическими свойствами. Если плотность инвертированных молекул относительно невелика, то эти свойства отчетливо не проявляются и в таком образце реализуется режим, характерный для импульсных лазеров и мазеров. Однако при высокой плотности ∆N в условиях, когда реализуется неравенство γT₂ » 1, наряду с обычными электромагнитными волнами в безграничной среде распространяются так называемые волны поляризации, обладающие отрицательной энергией, которая сосредоточена в колебаниях поляризации (а не электрического поля, энергия которого относительно мала). В инвертированных образцах с отражающими стенками эти волны образуют поляритонные моды, локализованные внутри образца. И наконец, если стенки образца имеют коэффициент отражения R < 1, то поляритонные моды выходят за его границы, но уже в виде обычной электромагнитной волны. Ситуация здесь совершенно аналогична рассмотренной на примере крупинки: внутри образца существует поляритонная мода с отрицательной энергией. Излучение электромагнитных волн за пределы образца ведет к уменьшению энергии этой моды и росту амплитуды колебаний в ней. Таким образом, снова реализуется диссипативная неустойчивость. В неограниченных образцах такая неустойчивость волн с отрицательной энергией возможна при наличии поглощения этих волн в веществе (например, омических потерь), а в ограниченных системах – за счет потери энергии этих волн на излучение наружу. В результате в неограниченных образцах и образцах с R > 1 возможен режим сверхпоглощения, а в открытых образцах с R < 1 – режим сверхизлучения.

Развитая в [3] трактовка СИ квантовой инвертированной системы как диссипативной неустойчивости волн с отрицательной энергией открыла возможности поиска аналогий СИ в классической физике, и прежде всего в физике плазмы и классической электронике, где квантовые эффекты не играют заметной роли. Поиск этих аналогий позволил не только взглянуть на разные физические процессы с более общей, единой точки зрения, способствуя более глубокому пониманию СИ. Он оказался очень важен для электроники общих мощностей, где в ряде прикладных задач основные усилия направлены на получение мощных и коротких импульсов (например, для радиолокации). Эти режимы исследовались экспериментально и теоретически, но, как правило, в условиях, аналогичных мазерным режимам в квантовой электронике. Однако режим СИ позволяет в принципе получить более короткие и мощные импульсы. Это и объясняет привлекательность идеи поиска СИ в классической электронике.

Пример системы, в которой возможен режим СИ, был предложен в работе [5]. Это цилиндрическая магнитная ловушка с однородным магнитным полем B₀, помещенная в так называемую замедляющую систему, которая уменьшает фазовую скорость распространяющихся волн υ_ф по сравнению со скоростью с в вакууме. Вдоль магнитного поля летят два встречных пучка электронов со скоростью υ_║ > υ_ф (см. рис. 3). В этой модели возможен эффект циклотронного сверхизлучения: потоки электронов в магнитном поле излучают на частоте¹

ω = ω_B0/(υ_║/υ_ф - 1),

где ω_B0 = eB₀/mc – электронная гирочастота. Как и в случае СИ в квантовых инвертированных системах, максимальная мощность импульсов пропорциональна квадрату электронной конденсации: Q_max ∞ N². Механизмом циклотронного СИ служит диссипативная неустойчивость так называемой медленной циклотронной волны с отрицательной энергией, разливающаяся за счет потерь энергии этой волны на излучение за пределы ловушки.

После первых работ, указывающих на возможность циклотронного СИ в классической электронике, в Институте прикладной физики РАН начались экспериментальные исследования этого эффекта. В результате были изучены другие модели классического СИ, и факт существования такого варианта СИ был установлен экспериментально [6]. Конечно, это еще только первые шаги в исследовании столь необычного и интересного физического эффекта. Вполне возможно, что дальнейшие исследования приведут к практическому применению СИ как источника мощных коротких импульсов когерентного излучения в квантовой и классической электронике.

Литература:

1. Dicke R.H. // Phys. Rev. 1954. Vol. 93. P.99.

2. Skribanowitz N., Hermann I.P., MacGilivray M.S., Feld M.S. // Phys. Rev. Lett. 1973. Vol. 30. P. 309.

3. Железняков В.В., Кочаровский В.В., Кочаровский Вл.В., // ЖЭТФ. 1984. Т. 87. С. 1565.

4. Файн В.М. Фотоны и нелинейные среды. М.,: Сов. Радио, 1972. 472 с.

5. Железняков В.В., Кочаровский В.В., Кочаровский Вл.В., // Изв. Вузов. Радиофизика. 1986. Т. 29. С. 1095.

6. Гинзбург Н.С., Зотова И.В., Коноплев И.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 1996. Т. 63. С. 322

Излучение

накачки СИ Детектор

Кювета с газом HF Фильтр

Рис. 1. Схема эксперимента по наблюдению эффекта сверхизлучения

Q а

Кювета

Импульс T₁ t

накачки

Q б

Кювета

1/γ L/c t

Q в

Кювета

T₃ t

Рис. 2. Возможные режимы излучения инвертированной системы молекул: а – спонтанное излучение; б – мазерный эффект; в – сверхизлучение

∆N

N

t

- N

Рис. 3. Изменение плотности инверсии населенностей ∆N = N₁ – N₂ во время процесса сверхизлучения. N – концентрация молекул в газе.

1 Дифференцируя эту формулу по t, убеждаемся, что инкремент γ = dQ/dt характеризует относительное увеличение мощности излучения на единицу времени.

1 Как будет показано ниже, γ ∞ ΔN

1 Эта формула определяет частоту движения источника излучения в случае аномального эффекта Доплера (при υ > υ_ф). В случае обратного неравенства имеет место нормальный эффект Доплера, при котором частота циклотронного излучения электрона в магнитном поле ω = ω_B0/(1 - υ_║/υ_ф).

14

Характеристики

Список файлов реферата