s
X
1 2 YH" » ?н≈ неоднородная полуширина линии), а длина среды Z-</ (I ≈ длина резонансного поглощения), то эволюция затухающей амплитуды свободной поляризации описывается формулой:
Р (/ ^== т) со Лг sin QT ехр
т..
!]
где N ≈
. \
плотность числа резонансных излучателей,
≈ частота Раби (см. Двухуровневая система),
Е ≈ амплитуда возбуждающего импульса, dba ≈ матричный элемент дипольного момента. Интенсивность сигнала 3. с. п, /сс/з [ Р (t) | 2А2Т т. е. пропорциональна квадрату числа излучателей ≈ особенность, присущая процессам когерентного испускания. Подобная зависимость на двух- характерна и для эффекта сверхизлучения. Макс, значение 1С достигается при =л/2 (см. я-импульс).
О т t
Рис. 1. Действие возбуждающего сигнала уровневую систему; 2 ≈ сигнал затухания свободной поляризации.
Если падающий импульс возбуждает одновременно два (или более) близких но частоте квантовых перехода, то вклады этих переходов в поляризацию интерферируют, и сигнал 3. с. п. оказывается промодулиро-ваиным с разностной частотой. Это одно из проявлений т, н. эффекта квантовых биений (см. Иктер-
f. A
ферещия состояний),
Эффекты, подобные 3. с. п., имеют место и при многофотонном возбуждении квантовых переходов, когда определ. комбинация частот падающих импульсов (напр., сумма или разность) совпадает с частотой соответствующего квантового перехода. В этом случае, однако, формируемый макроскопич. отклик среды может оказаться иеизлучающим вследствие правил отбора (см. Многофотонные процессы* Многофотонное поглощение). Для его наблюдения используются дополнительные (пробные) импульсы, в поле К-рых когерентный отклик вовлекается в процесс параметрич. смешения частот. Генерируемое при этом излучение, как правило, отличается по частоте и направлению от возбуждающего, что удобно для выделения сигнала [2-4].
Примером является поведение сигнала когерентного отклика типа свободной поляризации при двух-фотонном возбуждении молекул азота в сверхзвуковой струе (рис. 2) [5]. Возбуждение осуществлялось с помощью одновременного воздействия двух
rt
10"
К
а. ж ш t
10
ю-
-з
J_
58
О I 2 Д(,нс
Рис. 2. Эволюция когерентного отклика молекул азота. Сплошная линия ≈ теоретический расч╦т; светлые кружки ≈ эксперимент.
пикосекундных импульсов лазерного излучения, разность частот к-рых o)j ≈ oi2 совпадала с частотой Q/ перехода между колебательно-вращательными уровнями молекулы азота с одинаковыми значениями вращательного квантового числа J в основном и возбужд╦нном -колебат. состояниях. Регистрировался сигнал
3. с. п. на частоте излучения M3+Qy, генерируемого за сч╦т когерентного антистоксова комбинац. рассеяния пробного пикосекундного импульса с частотой о>3, подаваемого через варьируемое время задержки Д/. Колебания амплитуды сигнала обусловлены интерференцией вкладов квантовых переходов с различными /.
3. с, п. и аналогичные ему эффекты пшроко используются для прямых намерений врем╦н дефазнровки квантовых состояний в атомах и молекулах, распада элементарных возбуждений в конденсиров. средах а т. д. Проявляющийся в 3. с. п. эффект квантовых биений позволяет определять частотные интервалы между близко расположенными уровнями энергии (см. Нелинейная спектроскопия).
Лит.: 1) Щ у м е и к е р Р., Когерентная инфракрасная спектроскопия нестационарных процессов, в кн.: Лазерная и когерентная спектроскопия, пер. с англ., М., 1982; 2} Нелинейная спектроскопия, пер. с англ., под ред. Н. Бломборгена, М., 1979; 3) М а н ы к и н Э. А└ О а к а р ц е в В. В., Оптическая ахо-спектроскопия, М., 1984; 4} А х м а н о в С. А,, Коротеев Н. И., Методы нелинейной оптики в спектроскопии рассеяния света, М., 1981; 5) A k h m л n ov S. A, a. o,, Time-domain coherent active Катан speetroseopy of a free-nitrogen Jet, «J, Opt. Soc. Amer.», 1985, v. 2B, p. 640.
К. Н. Драбович.
ЗАТЯГИВАНИЕ ЧАСТОТЙ ≈ явление, при к-ром автоколебательная система с двумя и более степенями свободы совершает колебания на одной из двух (или нескольких) частот, для каждой из к-рых выполнены условия самовозбуждения; прич╦м установление того или иного колебания зависит от нач. условий и при изменении параметров автоколебания сохраняются на исходной частоте, хотя условия самовозбуждения уже стали более благоприятными для др. частоты; дальнейшее изменение параметров приводит к скачкообразной смене одного колебания другим с образованием петли гистерезиса. Колебания при 3. ч. могут рассматриваться как результат связи подсистем, входящих в автоколебат.
Рис. 1. Дпухконтурный ламповый генератор.
систему. Так, напр., в двухконтуршш ламповом генераторе (рис. 1) колебут. системы с парциальными частотами «j и я3 образуют спетому с двумя нормальными видами колебаний, к-рым соответствуют частоты ее»! и о>2. Условия самовозбуждения зависят от величины потерь в системе, определяемых отношением парциальных частот nsfnlt и характеризуются эквивалентным сопротивлением /?9КВ; эти условия выполняются при Лэкп >-#экв. мин (рис, 2, и). Если перестраивать второй контур, увеличивая его парциальную
ЭКЕ МНИ
Рис, 2. Зависимость частоты генерируемых колебаний от взаимной расстройки контуров при сильной связи.
частоту л-З) начиная с таких п2, для к-рых (рис. 2, 6), то вначале генерируется «верхняя» частота автоколебаний оз2, близкая к пг (причем to2>«1) и слегка увеличивающаяся с ростом п%\ условия самовозбуждения вначале выполняются только для этой частоты (рис. 2тд, гдейаэкв>^экв.мин> а Лэкв< Л9КЙ.МИН),
Как только п 2 пройд╦т значение, соответствующее точке п2/п-1=а (рис. 2, б), и попадет в область, охватываемую петл╦й 3. ч., то условия самовозбуждения станут выполняться одповрем. как для верхней соа, так и для нижней ац (tOjOi) частот автоколебаний (рис. 2, я, гдеЙ2акв>/?ЭКВгМИН иЯ1экЕ>й&кв.мик)- Однако
