principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 54
Текст из файла (страница 54)
1 (15.33) — (М вЂ” и — и, +1Г, )+1(Г„, — Г, — Г ) (Пз ии'Е+ 11 а'З) (ПЗ иве зтвв) Эта дробь приблизительно равна нулю при в, — юз = в„ „, если ю, и в, лежат далеко от резонансов, так что постоянными Г„, и Гз з можно пренебречь. И все же даже при двойном резонансе в, ж ы ~е и а, = в„, никакого комбинационного резонанса нельзя наблюдать, если Г ° — Г„.г — Г„е = О, потому что резонансный знаменатель (в, — вз — в ° + 1Г ° ) у ук в (14.3г) сокращается 1з) с числителем (15.33) . Это действительно имеет место, когда затухание в основном связано со спонтанным излучением, так как Г„.г+ Г„г — — Гы„[23). При наличии столкновений это соотношение перестает быть справедливым, и обычно мы имеем Гп Гп+ н + упр, где Гп обусловлено спонтанным излучением, р — давлен ние газа, а (в — коэффициент, описывающий столкновительное уширение. Таким образом, имеющий отношение к рассматриваемому случаю частотный фактор в (14.3г) для>(к» принимает вид 1 1 1 ПЗ ПЗ ип'и+ 1~а'о [ПЗ иа'в+ 1~ЫЕ ПЗ Поз 1 вг ) Х (~З МЫЕ + 1~ ЫЕ) (~З ~вз 1~ вв) и явно указывает на наличие комбинационного резонанса между состояниями [и> и [и'> с амплитудой, пропорциональной давлению р.
Бломберген с сотрудниками [231 назвали этот резонанс индуцированным столкновениями дополнительным резонансом в четырех- волновом смешении. Они наблюдали сигнал, связанный с этим реаонансом, между состояниями 3Рзп и 3Ргп в парах натрия. Величина этого сигнала пропорциональна [уккю['- Жз 1 ( "" "е "«) . (15.35) из из мв в+1(гп в+оп вР) 370 С буферным газом 7цр нужно заменить на тнр+упрзт,мр. Ширина резонанса должна возрастать линейно с ростом давления.
Экспериментальные результаты согласуются с этими предсказаниями теории. Зто свидетельствует о том, что дополнительный резонанс, индуцированный столкновениями, может использоваться как спектроскопический метод не только для зондирования комбинационного резонанса между возбужденными состояниями, но и для изучения молекулярных столкновений. Процесс, связанный с дополнительным резонансом, не ограничивается только газами. В конденсированной среде соотношение Г„.„= Г„.з+ Г„з обычно не выполняется, поэтому должен наблюдаться сигнал, связанный с дополнительным резонансом [24~. Заметим, что процесс, изображенный на рис. 14.2г, приводит к спектру, свободному от доплеровского уширения.
Среди других процессов, показанных на рис. 14.2, в случае з, когда сигнал имеет частоту 2в, — ю„также зондируется комбинационный резонанс между возбужденными состояниями. Теоретический анализ этого случая в основном такой же, как в случае г. 15.5 Когерентная спектроскояия низкочастотных резонансов; активная спектроскопия рассеяния Как было показано в разделе Ю.З, поперечное возбуждение, обовначаемое элементами матрицы плотности р , где п Ф и', можно рассматривать как волну материального возбуждения, описываемую характеристическим волновым уравнением.
Так, КАРС можно рассматривать как процесс, в котором волна материального возбуждения на частоте в, — ю, = а резонансно возбуждается при оптическом смешении двух падающих волн с частотами а, и вм а затем волна материального воабуждения когерентно рассеивает волну ао что приводит к появлению сигнала на антистоксовой частоте. Следовательно, теоретически этот процесс можно описать, связывая световые волны на частотах в„в, и 2го,— в, с волной материального возбуждения на частоте в, — в,.
В стационарном случае, избавляясь в связанных уравнениях от волны материального возбуждения, мы приходим к результату, приведенному в разделе 15.2. Ясно, что волны материального возбуждения не исчерпываются колебательным и электронным возбуждениями. Зто может быть любое возбуждение, включая акустическую волну„волну энтропии, спиновую волну, волну зарядовой плотности. Каждая из них, однако, описывается своим волновым уравнением. Таким образом, совершенно аналогично когерентному комбинационному рассеянию можно развить технику когерентной спектроскопии и для других процессов рассеяния света, в том числе, разумеется, и для рассеяния, обусловленного низкочастотными материальными возбуждениями [25[.
Как и для КАРС, когерентное рассеяние отличается от процесса спонтанного антистоксова рассеяния тем, что материальное возбуждение осуществляется не тепловым образом, а когерентно за 271 счет биения двух оптических волн. (Вообще говоря, когерентное воабуждение может быть осуществлено и прямо, электромагнитной волной с частотой в = в.„или другим способом*).) При обсуждении вынужденного рассеяния света в гл.
И были записаны волновые уравнения для ряда низкочастотных возбуждений. В качестве примера рассмотрим теперь кратко случай когерентного рассеяния света на изменениях концентрации. Уравнение движения для иаменения концентрации с возбуждающей силой, вызванной биением полей Е,(в,) и Е,(в,), согласно ([».26), имеет вид (д/д1 0Ч« +»»/т) ЛС = АЧг(Е .Е«) (15 36) где А =0(деlдС)»г18яр«(др/дС)»,„и мы обобщили уравнение, добавив член ЛС/т для учета релаксации ЛС.
Для плоских монохроматических падающих волн Е) = в ( ехр(1[г( г — (в(1), Ез =Ю»ехр(1)(, г — (в,1) получаем следующее решение ($5.36): ЛС вЂ” ( ' ') ' ' «) е([(~» а)' ("» "»)'[, (»5,37) А й -й з(л л') — (,— в,)+([1/.+В(й,— йт) ) ' Эта вынужденная' волна концентрации ватам когерентно рассеивает волну Е„ что приводит к появлению сигнала на антистоксовой частоте, описываемого уравнением ([5Л), в котором — 4я(в',/сз)Х Х Р(з) (в,) нужно заменить на — (в~/ьл) (де/дС)р г(ЬС) Е,.
В среде длиной 1 антистоксов сигнал в направлении синхронизма )4= = 2)(, — )(» имеет интенсивность вз (( ()» где член )(кк соответствует нерезонансному вкладу в сигнал. (з) Спектр 1„в функции в, — в, в этом случае определяется главным образом резонансом волны концентрации на нулевой частоте. В ширину этой резонансной кривой дают вклад одновременно процессы релаксации и диффузии иабыточной локальной концентрации. е) Здесь уместно сделать некоторые аамечання по термвнологвн. Для более распространенного варианта когерентной спектроскопии рассеяння света— когерентной аптнстоксовой сяектроскопнн комбнпадвонного рассеяния — в англоязычной литературе широко распространена аббревиатура САКЭ (СоЬегепа Ап(1-ЯП))«ез Нажав Бсапег!пб). Довольно часто ова попользуется н в русской литературе — КАРС (мы сохранили в русском переводе эту аббревиатуру в нспольауем ее в том же смысле, что н в английском варвавте).
Для когерентной спектроскопии ннзкочастотвых реаонансов в [25) введен термнн «1огсеб 1(йМ зса((ег(пй зрес(гозсору». Использован ов в в орнгннале предлагаемой кннгн. Удовлетворительного русского эквивалента слову «1огсе((» в рассматрнваемом контексте, по-ввднмому, нет, поэтому мы его не переводим, а вместо него используем термнн «актнвная сяектроскопня». Этот терман был впервые введен еще в 1972 г. в работе [7) для спектроскопнн рассеяния света ва оптнчески прнготовленвых матернальных воабужденнях. Он также широко нспоньзуется (в том числе н в этом переводе) н подчеркивает общность равных варвантов велннейной спектроскопвн рассеяния света.
()7ркмеч. ред.) 15.6 Нестационарная спектроскопия четырехволиового смешения При резонансном возбуждении в схеме четырехволнового смешения, когда для накачки и зондирования используются импульсные лазеры, релаксация возбуждения естественно приводит к иаменению во времени выходного сигнала. Поэтому нестационарная спектроскопия четырехволнового смешения может быть использована для изучения релаксации резонансного возбуждения. Фактически нестационарная спвктроскопия КАРС ужв обсуждалась в разделе 1010.
Было показано, что иа временных измерений можно получить время поперечной релаксации комбинационного резонансаэ). То же относится и к нестационарному когерентному рассеянию на низкочастотных возбуждениях (26). Рассмотрим вновь для примера концентрационное рассеяние. Пусть импульсы накачки имеют равные интенсивности и частоты, а их длительности намного короче характерных времен изменения концентрации и пусть в момент времени 1=0 они создают решетку концентрации в направлении х: ЛС (х, 1 = 0) = '/,ЛС, (1+ соз Кх), е где К=(]с,— ]с,) х и Со-Юсд'э, причем д',= й,. По окончании импульсов накачки наведенная концентрационная решетка затухает в соответствии с нвстационарным решением уравнения (15.36): ЬС (х, 1) = с/э/ССее-'1т [1 + е пл ' соз Кх~.
(15.39) Короткий пробный импульс с интенсивностью /м рассеянный в момент времени 1 на иаменении ЛС, дает когерентный сигнал с волновым вектором ]с, = ]с, х (]с, — ]с,) .с (1) г г г а-эЬ1т+тс')с (15.40) Измеряя экспоненциальное затухание сигнала во времени и его зависимость от периода решетки (2я/К), можно измерить отдельно время релаксации т и коэффициент диффузии Р. При более строгом рассмотрении нужно также принять во внимание конечные ширины линий импульсов накачки и пробного импульса и взять соответствующие свертки. Нестационарную спектроскопию четырехволнового смешения можно обобщить на случай, когда имеются множественные резонансы.
Обсуждение этого болев общего случая мы откладываем до гл. 21, в которой будет установлена связь нестационарного четырехволнового смешения с другими нестационарными когерентными эффектами, такими как фотонное эхо и затухание свободной поляриаации. е) Существенный прогресс этой техники связан с переходом к фемтосекундным импульсам. Как покааали Иппен, Нельсон и сотрудники (Ве ясС- ееесгд Еосстосо 1., 1рреи Е„Самые Еь и'Шсате Ь., Месгоя К. // С)сот. Р)суэ. ЬеСС.— 1985.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
