Эффекты резонансного самовоздействия световых пучков

ФИЗИКА ЭФФЕКТЫ РЕЗОНАНСНОГО САМОВОЗДЕЙСТВИЯ СВЕТОВЫХ ПУЧКОВ В. Л. ДЕРБОВ Саратовский государственный университет им. Н.Г. Чернышевского

ВВЕДЕНИЕ

EFFECTS OF RESONANT SELF-ACTION OF LIGHT BEAMS V. L. DERBOV

The effects of self-focusing and self-diffraction of intense light beams, due to saturation of absorption and dispersion in resonant gas media, are described. It is shown how the resonant self-action phenomena affect the transmission spectra. The basic facts about the frequency shifts caused by induced lenses in subDoppler saturation spectroscopy are presented.

© Дербов В.Л., 2001

Рассмотрены эффекты самофокусировки и самодифракции интенсивных пучков света за счет насыщения поглощения и дисперсии в резонансных газовых средах. Показано, как резонансные самовоздействия влияют на спектры пропускания. Приведены основные сведения о сдвигах частоты из-за наведенных линз в субдоплеровской спектроскопии насыщения.

www.issep.rssi.ru

Задача спектроскопии – найти параметры атомов и молекул вещества по частотным характеристикам взаимодействующего с ним излучения. Для определенности рассмотрим спектры пропускания. Частоты атомных переходов ωij = (Ei − Ej)/ " (Ei , Ej – энергии стационарκ ных состояний) ассоциируются с частотами ω ij , на которых коэффициент поглощения κ(ω) имеет максимумы. О спектре κ(ω), в свою очередь, судят по частотной зависимости интенсивности I(ω) зондирующей волны на выходе из среды. Такая схема описания наиболее проста в слабых полях, допускающих линейное описание (то есть в случае, когда можно пренебречь зависимостью коэффициента поглощения и показателя преломления среды от напряженности поля световой волны). Тогда спектры κ(ω) и I(ω) можно считать подобными, а частоты ωij κ и ω ij – равными. В сильных резонансных световых полях происходит перестройка квантовых состояний атомов и молекул (насыщение заселенностей, динамический эффект Штарка), приводящая к полевой зависимости спектра локального поглощения и дисперсии среды. Природа сдвига частоты из-за динамического эффекта Штарка подробно изложена в статье [1]. В результате при измерении частот переходов в сильных световых полях частоты резонансов κ(ω), вообще говоря, отличны от невозмущенных частот атомных переходов ωij . В данной статье мы хотим обратить внимание читателя на резонансные нелинейные эффекты, которые приводят к существенному различию частотных характеристик локального коэффициента поглощения κ(ω) и выходной интенсивности I(ω). В отличие от динамического эффекта Штарка эти эффекты, также искажающие спектр пропускания, имеют волновую природу и связаны с распространением ограниченных в поперечном измерении световых пучков в нелинейной среде, локальные параметры которой меняются в зависимости от интенсивности света.

Д Е Р Б О В В . Л . Э Ф Ф Е К Т Ы Р Е З О Н А Н С Н О ГО С А М О В О З Д Е Й С Т В И Я С В Е Т О В Ы Х П У Ч К О В

91

ФИЗИКА НЕРЕЗОНАНСНАЯ САМОФОКУСИРОВКА ЗА СЧЕТ ЭФФЕКТА КЕРРА Одним из первых нелинейных эффектов в оптике, обнаруженных в начале 1960-х годов, была самофокусировка световых пучков в прозрачных нелинейных средах (см., например, [2]). Этот эффект заключается в следующем. В интенсивных полях становится существенной зависимость показателя преломления n оптических сред от напряженности светового поля E. Для многих прозрачных сред основной вклад в эту зависимость дает квадратичный эффект Керра, при котором n = n0 + n2 | E | 2. Здесь n0 – показатель преломления при отсутствии поля, n2 – коэффициент нелинейного взаимодействия. При использовании лазеров в качестве источников мощного излучения чаще всего получаются так называемые гауссовы пучки, напряженность поля которых E плавно спадает от центра к периферии по закону r 2 E ∼ exp –  ------ ,  w 0

(1)

где r – радиальная координата, w0 – характерный радиус пучка. Известно, что при свободном распространении пучки света с первоначально параллельным направлением лучей обязательно расходятся из-за дифракции. С другой стороны, в неоднородной среде рефракция всегда происходит таким образом, что лучи отклоняются в направлении большего показателя преломления. Поэтому, когда в центре пучка показатель преломления становится больше, чем на периферии, в среде образуется как бы распределенная в пространстве самонаведенная линза, отклоняющая лучи к оси пучка и компенсирующая их естественную дифракционную расходимость. При некотором пороговом значении мощности пучка наступает баланс между дифракционной расходимостью и фокусировкой на наведенной линзе. Этот баланс оказывается неустойчивым, и при незначительном превышении порога пучок испытывает катастрофический коллапс, то есть сжимается в пятнышко, линейные размеры которого порядка длины волны. При этом энергия светового поля концентрируется в очень малом объеме. На практике это приводит сначала к отклонению зависимости n(E ) от квадратичной за счет нелинейных эффектов более высоких порядков, а затем к разрушению вещества (оптический пробой [3]). За счет неустойчивости при самофокусировке пучки могут распадаться на нити, в каждой из которых мощность близка к пороговой. В основе неустойчивости процесса лежит положительная обратная связь, обусловленная квадратичной

92

зависимостью n(E ): чем больше становится напряженность светового поля, тем быстрее растет показатель преломления. Это, в свою очередь, способствует сжатию пучка и росту напряженности поля E. Керровская самофокусировка и вызванный ею оптический пробой оказались серьезным препятствием на пути многих нелинейно-оптических экспериментов с сильными световыми полями в конденсированных прозрачных средах. В зависимости от знака n2 возможно образование как собирающей, так и рассеивающей самонаведенной линзы. В последнем случае происходит самодефокусировка пучка. Для обозначения различных эффектов, при которых свет влияет на параметры среды, что, в свою очередь, сказывается на его распространении, используется термин “самовоздействие”. ЭФФЕКТ НАСЫЩЕНИЯ И ОСОБЕННОСТИ РЕЗОНАНСНОГО САМОВОЗДЕЙСТВИЯ Взаимодействие излучения с веществом является наиболее сильным в условиях резонанса, когда частота излучения близка к частоте одного из переходов в атомах или молекулах вещества. Наилучшие условия для экспериментального исследования резонансных оптических эффектов существуют в газах, поскольку в них ширина линий поглощения намного меньше, чем в жидкостях и твердых телах. В атомах частоты переходов между разными парами уровней сильно отличаются друг от друга, так что в резонанс с полем может одновременно попадать лишь один переход. Тогда можно пренебречь вкладом остальных уровней и использовать двухуровневую модель среды. Многочисленные исследования показали, что такое приближение дает правильную картину резонансных явлений в умеренно сильных световых полях, то есть таких, которые сильно возмущают среду, но не вызывают ее разрушения, например за счет многофотонной ионизации атомов. Замечательным свойством двухуровневой модели является то, что квантово-механические уравнения, описывающие ее взаимодействие с внешним околорезонансным полем, решаются точно, без предположения о его малости. Это решение учитывает эффекты смешивания квантовых состояний и выравнивания заселенностей рабочих уровней внешним полем. Последний эффект называется насыщением и описывается формулой 0

0

N1 – N2 N 1 – N 2 = ------------------. 1+S

(2)

Здесь N1, 2 – установившееся в стационарном световом поле количество атомов на нижнем и верхнем уровнях 0 соответственно, N 1, 2 – то же самое при отсутствии поля, S = I / Is – так называемый параметр насыщения,

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 8 , 2 0 0 1

ФИЗИКА пропорциональный интенсивности света I ∼ | E |2. Постоянная Is , имеющая размерность интенсивности, зависит от свойств конкретного вещества. В результате вычислений для коэффициента поглощения κ и показателя преломления n, пропорциональных N1 − N2 , получаются выражения 1 κ = κ 0 -----------------------, 2 1+S+δ

(3)

cκ –δ n = 1 + --------0 -----------------------, ω 1 + S + δ2

(4)

где κ0 – коэффициент поглощения среды при отсутствии насыщения при точном резонансе, δ = (ω − ω21)/ γ21 – так называемая расстройка частоты поля ω от частоты перехода ω21 , отнесенная к ширине спектральной линии γ21 , c – скорость света. Параметры κ0 , ω21 , γ21 не зависят от поля и определяются свойствами вещества. Частотные зависимости n(δ) и κ(δ) при различных значениях параметра насыщения S показаны на рис. 1. Видно, что с ростом интенсивности света поглощение уменьшается, сохраняя симметричную частотную зависимость с максимумом при точном резонансе. Ширина линии поглощения на уровне половины максимальноω (n − 1) cκ 0 0,6 а 0,4

S=0 S=1 S=4

0,2 0 −0,2 −0,4 −0,6 −6 κ/κ0 1,0

−4

−2

0

2

б

4

6 δ

S=0 S=1 S=4

0,8 0,6 0,4 0,2 0 −6

−4

−2

0

2

4

6 δ

Рис. 1. Влияние насыщения на частотную зависимость показателя преломления (а) и коэффициента поглощения (б)

го значения растет с увеличением интенсивности света. Резонансный вклад в показатель преломления имеет антисимметричную частотную зависимость. На частотах ниже резонансной с ростом интенсивности поля n становится меньше, а выше резонансной растет. При точном резонансе переход не вносит вклада в показатель преломления. Теперь представим себе пучок, например такой, у которого на входе в среду распределение поля задано формулой (1). Параметр насыщения в таком пучке зависит от поперечной координаты r по закону S ∼ I ∼ ∼ | E | 2 ∼ exp[−2(r/w)2]. Вследствие этого от r зависят также n и κ. Зависимость n от r означает появление наведенной линзы, о которой уже говорилось выше. Однако в резонансном случае она имеет особенности. Прежде всего оптическая сила этой линзы существенно меняется при перестройке частоты света вблизи резонанса. Действительно, при отрицательных расстройках показатель преломления в центре пучка меньше, чем на периферии, поэтому лучи будут отклоняться от оси пучка – линза рассеивающая. Наоборот, при положительных расстройках показатель преломления больше там, где больше интенсивность, то есть в центре, и лучи собираются к оси пучка – линза собирающая. При точном резонансе оптическая сила наведенной линзы равна нулю. Существенной особенностью является также то, что в очень сильных полях резонансный вклад в показатель преломления не увеличивается неограниченно, как при керровской самофокусировке, а стремится к нулю, вследствие чего процесс является устойчивым и хорошо управляемым. Например, перестраивая частоту лазера, излучение которого затем проходит через ячейку с резонансным поглотителем, можно регулировать размер пятна на выходе из ячейки. Более подробно о наведенных линзах и их применении можно узнать из статьи [4]. Следующая особенность резонансного самовоздействия состоит в том, что распространение пучка происходит в условиях заметного поглощения, величина которого сильно меняется в поперечном направлении. В центре пучка, где насыщение велико, поглощение меньше, чем на его периферии, где поле спадает к нулю и насыщения практически нет. Можно сказать, что в объеме среды возникает распределенная “мягкая” диафрагма, ограничивающая пучок и способствующая уменьшению его радиуса. Впервые на возможность самофокусировки за счет эффекта насыщения указали в 1966 году в теоретических работах Г.А. Аскарьян и А. Джаван c П. Келли (A. Javan, P. Kelley). Позже, в 1970 году, А.М. Бонч-Бруевич c сотрудниками при резонансном поглощении лазерного излучения с широким спектром в парах калия наблюдали сужение луча для одних спектральных

Д Е Р Б О В В . Л . Э Ф Ф Е К Т Ы Р Е З О Н А Н С Н О ГО С А М О В О З Д Е Й С Т В И Я С В Е Т О В Ы Х П У Ч К О В

93

ФИЗИКА компонент и расширение для других. Детальное экспериментальное исследование стационарной околорезонансной самофокусировки выполнили в 1974 году Дж. Бьоркхольм и А. Ашкин (J. Bjorkholm, A. Ashkin). Пучок света от лазера на красителе пропускали через кювету длиной 20 см, заполненную парами натрия. Частота лазера плавно перестраивалась вблизи резонанса с переходом, соответствующим интенсивной желтой линии D2 натрия с длиной волны 589 нм. Мощность излучения составляла 16–17 мВт. Диаметр пучка, на входе в кювету равный 69 мкм, на выходе из нее сильно изменялся при перестройке частоты лазера. В соответствии с предсказаниями теории на частотах ниже резонанса наблюдалась дефокусировка, а выше – фокусировка пучка. Через прозрачную боковую поверхность кюветы визуально наблюдали и фотографировали вид пучка сбоку, используя желтое свечение атомов натрия (резонансную флуоресценцию) в объеме, где интенсивность лазерного излучения достаточно высока. Результаты обработки этих наблюдений показаны на рис. 2. d, мкм а б в

200

100

0

5

10

15

20 z, см

Рис. 2. Экспериментальная зависимость диаметра лазерного пучка от продольной координаты внутри кюветы с парами натрия (из: Bjorkholm J.E., Askin A. // Phys. Rev. Lett. 1974. Vol. 32. Р. 129–132). Сплошная линия – неограниченная расходимость пучка в пустой кювете из-за свободной дифракции. a – самофокусировка при положительной отстройке в 0,9 ГГц от резонанса, температуре паров 180°C и мощности лазера 15 мВт; б – пучок сжимается сильнее при увеличении мощности лазера до 23 мВт; в – эффект фокусировки увеличивается также при нагревании кюветы до 200°C, приводящем к увеличению плотности паров натрия

РЕЗОНАНСНОЕ САМОВОЗДЕЙСТВИЕ ПРИ ОЧЕНЬ СИЛЬНОМ НАСЫЩЕНИИ В 1980-е годы внимание экспериментаторов привлекло новое необычное проявление резонансного самовоздействия при очень сильном насыщении и строгом резонансе с атомным переходом. Таи, Гиббс и соавторы

94

(Tai K., Gibbs H.M. et al., 1984) пропускали пучок излучения лазера на красителе мощностью от 170 до 340 мВт и диаметром 90 мкм через короткую (1–3 см) кварцевую ячейку фиксированной длины с парами натрия, температура которых изменялась в пределах 140–260°C. Частота лазера настраивалась точно в резонанс с линией D2 натрия. Особенностью этих экспериментов было то, что как коэффициент линейного поглощения, так и параметр насыщения имели очень большие значения S ∼ ∼ κ0Ld ∼ 103, где Ld – характерная длина, на которой свободный пучок с данным радиусом и частотой удваивает свое сечение из-за дифракции. Поскольку с ростом температуры растут плотность паров натрия и, следовательно, оптическая толщина слоя, по температурной зависимости выходной интенсивности на оси пучка (рис. 3) можно судить о фокусирующих свойствах среды. Как хорошо видно на рис. 3, интенсивность на оси пучка при оптической толщине среды, соответствующей температуре паров около 260°С, демонстрирует рост на величину до 69% от входного значения при мощности падающего пучка 340 мВт. Эффект сильно зависит от величины поля и пропадает при мощности пучка 80 мВт. (Понятно, почему он не мог наблюдаться в опытах Бьоркхольма и Ашкина, где мощность пучка составляла 16–17 мВт.) Поскольку в поглощающей среде полная мощность пучка может только уменьшаться, рост интенсивности можно объяснить лишь концентрацией энергии, напоминающей фокусировку. Но ведь линзовых эффектов при точном резонансе нет! В другом эксперименте из той же работы Таи, Гиббса и соавторов непосредственно измерялись профили распределения интенсивности на различных глубинах проникновения в среду. Чередование пиков и провалов интенсивности в центре пучка напоминает дифракцию Френеля. Для объяснения указанных эффектов различные авторы проводили подробные экспериментальные и теоретические исследования. Детальную картину распространения пучка можно получить при помощи численного моделирования. Оказалось, что, когда одновременно очень велики как поглощение κ, так и насыщение S, пучок формирует для себя в среде канал прозрачности, внутри которого поглощение очень мало из-за сильного насыщения. По этому каналу сильный пучок способен проникать в глубь среды на расстояния, в сотни раз большие, чем слабый ненасыщающий пучок в линейном режиме. На периферии пучка, где поле слабее, чем в середине, насыщение не так сильно и поглощение во много раз больше. За счет этого по мере проникновения в среду пучок теряет свои внешние слои, что в литературе часто называется стрип-эффектом (английское strip означает обдирать, обнажать, раздевать). Края поперечного профиля пучка из плавных становятся резкими, а

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 8 , 2 0 0 1

ФИЗИКА I/I0

I/I0

а

I/I0

б

1,5

1,5

1,5

0,9

0,9

0,9

0 140

200

0 140

260

200

260

в

0 140

260 °С

200

Рис. 3. Экспериментальные проявления самодифракции из работы: Tai K. et al. // Opt. Lett. 1984. Vol. 9, № 6. P. 243–245 (сплошные линии). Показана зависимость интенсивности на оси пучка, выходящего из ячейки с натрием, от температуры (а значит, плотности паров) при трех значениях мощности W входящего лазерного излучения. a – при W = 340 мВт максимум выходной интенсивности превышает входное значение на 69%; б – при W = 170 мВт превышение сокращается до 40%; в – при W = 80 мВт превышение отсутствует. Частота лазера настроена точно в резонанс с переходом, так что нелинейная рефракция не может вызывать фокусировку. Штриховая линия – результаты численного моделирования из той же работы

наведенная диафрагма делается достаточно жесткой. Но в таких условиях, как хорошо известно из классической оптики, возникает дифракция френелевского типа, сопровождающаяся образованием колец и колебаниями интенсивности на оси пучка. Этим и объясняется увеличение интенсивности на оси при отсутствии наведенной линзы. На рис. 4 изображены рассчитанные нами (Дербов В.Л. и др., 1990) изменения поперечного профиля интенсивности при распространении пучка в глубь среды. Можно заметить, что даже в режиме дефокусировки (рис. 4, a) радиус пучка не растет, а уменьшается из-за стрип-эффекта. При δ = 0 (рис. 4, б) наиболее сильно проявляется обострение краев профиля интенсивности, приводящее к образованию кольцевой структуры пучка и колебательным изменениям интенсивности на его оси. На рис. 4, в положительная наведенная

а

линза приводит к дополнительному сжатию пучка и усиливает эффекты самодифракции. В отличие от обычной дифракции Френеля, когда после прохождения диафрагмы пучок распространяется в свободном пространстве, в нашем случае длина распространения пучка ограничена из-за поглощения. Число продольных осцилляций интенсивности, которые успевают произойти на этой длине, невелико (в нашем примере и в опытах Таи, Гиббса и соавторов оно равно единице). АСИММЕТРИЯ СПЕКТРА ПРОПУСКАНИЯ Для получения спектра пропускания среды частота лазера ω плавно перестраивается вблизи резонанса. После прохождения слоя среды толщиной z измеряется либо интенсивность I (энергия, протекающая в единицу времени через единичный элемент площади поперечного сечения), либо мощность W = ∫IdS (полная

б

в I/I(0)

z/Ld

I/I(0)

0,3

1,0

1,5

I/I(0) 0,3

1,0

0,3

1,0

0,2

0,2

0,5

0,5 0,1

0

z/Ld

z/Ld

0,2

0,5 0,1

0,2 0,4 0,6 0,8 r/w0

0

0,2 0,4 0,6 0,8 r/w0

0,1

0

0,2 0,4 0,6 0,8 r/w0

Рис. 4. Распределение интенсивности в пучке по поперечной координате на различных расстояниях от входа в среду, рассчитанное при S = κ = 100 (Derbov V.L. et al. // J. Opt. Soc. Amer. B. 1990. Vol. 7, № 6. P. 1076–1089). a – режим дефокусировки (δ = −1); б – чистая самодифракция (δ = 0); в – режим фокусировки (δ = 1)

Д Е Р Б О В В . Л . Э Ф Ф Е К Т Ы Р Е З О Н А Н С Н О ГО С А М О В О З Д Е Й С Т В И Я С В Е Т О В Ы Х П У Ч К О В

95

ФИЗИКА энергия, протекающая в единицу времени через все поперечное сечение пучка). Для измерения I в данной точке пучка (например, на его оси) перед фотоприемником помещают диафрагму с очень маленьким отверстием. Для измерения W, напротив, весь пучок фокусируют на фотоприемник собирающей линзой. Зависимость I или W от частоты проходящего света и есть спектр пропускания среды. Заметим, что в линейной спектроскопии перестраиваемое по частоте монохроматическое поле можно заменить на белый свет, в котором все частоты присутствуют одновременно. Это связано с тем, что в линейных средах каждая гармоника поля взаимодействует с веществом независимо (принцип суперпозиции). В нелинейных средах происходит взаимодействие гармоник, поэтому при замене перестраиваемого по частоте излучения белым светом получится совсем другой результат. Очевидно, частотные контуры I(ω) и W(ω) должны в первую очередь определяться коэффициентом поглощения κ и иметь вид провалов, напоминающих по форме перевернутые симметричные пики на рис. 1, б: чем больше коэффициент поглощения κ, тем меньше I и W на выходе. Так и происходит, если излучение имеет вид плоской волны, у которой поле не меняется в поперечном направлении. При нелинейном распространении поперечно ограниченных пучков в формирование спектра пропускания вмешивается наведенная линза. При отстройке частоты ниже резонанса пучок дефокусируется и интенсивность на его оси становится меньше, чем была бы в плоской волне. На частотах выше резонанса, напротив, пучок фокусируется и интенсивность становится больше, чем была бы в плоской волне. Поэтому спектральная линия пропускания становится асимметричной, причем частота, на которой пропускание минимально, оказывается сдвинутой вниз относительно частоты атомного перехода ω21 . В нашем примере очень сильного насыщения асимметрия спектра интенсивности пропускания оказывается значительной (рис. 5, a). Только на начальной стадии распространения (кривая 1) мы видим провал, уже достаточно асимметричный. Затем из-за самофокусировки с высокочастотной стороны от резонанса интенсивность растет и становится больше, чем в области прозрачности среды, то есть вдали от резонанса. Более того, интенсивность может превышать даже свое входное значение. Это не противоречит закону сохранения энергии, поскольку поток энергии просто перераспределяется по поперечному сечению пучка и рост интенсивности на оси означает еще более значительный спад ее в периферийных областях. В результате частотный контур интенсивности пропускания на оси становится больше похож на спектр рефракции (см. рис. 1, a), чем

96

I/I(0) а

б W/W0 1,0

2 1 2 3 4 5

0,8

0,5

1

1 2 3 4 5 −8

−4

0

4

8

−8

−4

0

4

8δ

Рис. 5. Спектры пропускания среды при S = κ = 100, рассчитанные на расстояниях z/Ld = 0,05 (1); 0,1 (2); 0,15 (3); 0,20 (4) и 0,25 (5) от входа в среду: a – интенсивность, б – полная мощность

на спектр поглощения (см. рис. 1, б). При малых насыщениях эффект наведенной линзы не столь значителен и сводится к простой асимметрии и сдвигу линии пропускания. Казалось бы, перераспределение интенсивности по сечению пучка не должно влиять на полный поток энергии, поэтому наведенные линзовые эффекты не должны влиять на частотную зависимость мощности прошедшего света. Однако это не совсем так. На рис. 5, б хорошо видна асимметрия линий пропускания, измеренного по полной мощности, со сдвигом в низкочастотную область. Как и ожидалось, эффект гораздо слабее, чем для интенсивности, но все же он есть. Объяснение состоит в том, что при фокусировке пучка большая доля его энергии распространяется в приосевой области высокого насыщения и, следовательно, испытывает меньшие потери на поглощение. Напротив, при дефокусировке пучок “размазывается” на большую поверхность, его интенсивность в среднем уменьшается, насыщение меньше и потери на поглощение больше. ОБСУЖДЕНИЕ И ВЫВОДЫ Интенсивная лазерная волна меняет свойства среды, что влияет на ее распространение. Такие эффекты называются эффектами самовоздействия. Если волна имеет вид поперечно ограниченного пучка, самовоздействие приводит к поперечной зависимости показателя преломления среды (наведенная линза) и коэффициента поглощения (наведенная диафрагма). Наиболее просто указанные явления в газах можно описать в рамках двухуровневой модели резонансного взаимодействия. В этом случае знак наведенной линзы зависит

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 8 , 2 0 0 1

ФИЗИКА от расстройки частоты, что можно использовать для управления лазерными пучками. При очень сильном насыщении на наведенной диафрагме происходит заметная дифракция, проявляющаяся в продольных колебаниях интенсивности и образовании колец. Указанные эффекты необходимо учитывать при засветке больших объемов газа пучками высокой интенсивности, например в установках для лазерной химии и разделения изотопов, а также в любых задачах, где необходим перенос энергии лазерного излучения через поглощающие среды. Из-за асимметричной частотной характеристики наведенной линзы возникают неодинаковые условия для пропускания пучка на частотах выше и ниже атомного резонанса. В результате линия в спектре пропускания среды приобретает сдвиг и асимметрию. Наиболее важное значение этот эффект имеет в спектроскопии высокого разрешения и технике стабилизации лазерных частот, основанных на субдоплеровских резонансах насыщенного поглощения (см. о них подробнее в [5]). Обычно здесь используют милливаттные газовые лазеры непрерывного действия и газовые ячейки низкого давления. В этих условиях как сами деформации поля, так и связанные с ними частотные сдвиги очень малы (менее процента от ширины резонанса). В обычной спектроскопии такими сдвигами пренебрегают, поскольку типичная точность измерения частот того же порядка, что и ширина линии. Однако в прецизионных субдоплеровских экспериментах положение вершины резонанса фиксируется с точностью δν/ν ∼ 10−10–10−12, а в рекордных случаях и выше, то есть можно уверенно регистрировать частотные сдвиги в сотни и тысячи раз меньше типичной ширины резонанса. На одном из первых международных сравнений лазерных стандартов частоты было обнаружено странное явление: абсолютные значения частот одной и той же лазерной линии, стабилизированной по одному и тому же молекулярному переходу, оказались различными. Детальное сравнение показало, что устройства отличались друг от друга геометрическими параметрами:

длиной поглощающей ячейки и шириной лазерного пучка. При этом получались разные сдвиги частоты субдоплеровского резонанса из-за наведенной линзы. В заключение заметим, что возможное практическое значение искажения формы спектральных линий из-за самовоздействия пучков не исчерпывается вредным влиянием на результаты точных частотных измерений. По этим искажениям можно судить о характере пространственного распределения полей и наличии наведенных линз, не прибегая к непосредственному измерению интенсивности света внутри поглощающей ячейки. ЛИТЕРАТУРА 1. Делоне Н.Б. Возмущение атомного спектра в переменном электромагнитном поле // Соросовский Образовательный Журнал. 1998. № 5. С. 90–95. 2. Делоне Н.Б. Нелинейная оптика // Там же. 1997. № 3. С. 94–99. 3. Райзер Ю.П. Пробой газов под действием лазерного излучения – “лазерная искра” // Там же. 1998. № 1. С. 89–94. 4. Альтшуллер Г.Б., Иночкин М.В. Нелинейные линзы и их применение // Успехи физ. наук. 1993. T. 163, № 7. C. 65–84. 5. Попов А.К. Субдоплеровская нелинейная лазерная спектроскопия // Соросовский Образовательный Журнал. 1998. № 5. С. 102–109.

Рецензенты статьи Н.Б. Делоне, Н.Ф. Степанов *** Владимир Леонардович Дербов, доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник, профессор кафедры теоретической и ядерной физики физического факультета Саратовского государственного университета. Область научных интересов – нелинейная оптика, лазерная спектроскопия, квантовая механика атомов и молекул в сильных внешних полях. Автор более 95 научных публикаций.

Д Е Р Б О В В . Л . Э Ф Ф Е К Т Ы Р Е З О Н А Н С Н О ГО С А М О В О З Д Е Й С Т В И Я С В Е Т О В Ы Х П У Ч К О В

97