2
Оглавление
Введение 5
Глава 1.
Вигнеровское представление 18
§ 1. Вигнеровское представление для поступательного движения 18
§ 2. Вигнеровское представление для ротатора.............. 27
§ 3. <£0аг-представление...................................... 33
§ 4. Вигнеровское представление для симметричного волчка . . 36
§ 5. Вигнеровское представление для матричных элементов . . 39
Глава 2.
Квантовое уравнение для вигнеровской функции 41
§ 1. Уравнение для <р#а-функции............................... 41
§ 2. Уравнение для вигнеровской функции ротатора.............. 45
§ 3. Уравнение для вигнеровской функции симметричного и
произвольного волчков ................................... 47
§ 4. Классический предел в уравнениях для вигнеровских функций ......................................................... 47
§ 5. Член прихода из-за спонтанного распада в вигнеровском
представлении............................................ 49
§ 6. Уравнения для вигнеровской функции в модели релаксационных констант .............................................. 51
§ 7. Взаимодействие интенсивного произвольно поляризованного излучения с молекулами в условиях столкновительной релаксации................................................... 59
Глава 3.
Применение вигнеровского представления в спектроскопических задачах 64
§ 1. Эффекты полевого расщепления уровней с большими значениями углового момента..................................... 64
п. 1. Составляющие спектра пробного излучения в условиях большого полевого расщепления....................... 65
п. 2. Форма главной части огибающей спектра.............. 70
п. 3. Граничные области и крылья линий................... 74
3
п. 4. Эллиптическая поляризация сильного поля .......... 76
§ 2. Резонанс квантовых биений в системе магнитных подуровней основного электронного состояния молекул................. 81
п. 1. Сущность метода................................... 82
п. 2. Теория ........................................... 84
п. 3. Результаты расчета................................ 86
п. 4. Молекула39/12..................................... 88
п. 5. Молекула 130Гв2................................... 89
Глава 4.
Поляризационные явления при распространении излучения в среде из двухуровневых частиц, имеющих большой угловой момент 91
§ 1. Распространение излучения в резонансных усиливающих
или поглощающих средах.................................. 91
п. 1. Поляризация среды................................. 91
п. 2. Уравнения распространения излучения............... 97
§ 2. Неустойчивость состояния поляризации излучения в двухпроходном усилителе .........................................103
п. 1. Уравнения распространения излучения в двухпроходном усилителе........................................107
п. 2. Неустойчивость ориентации эллипса поляризации
излучения.........................................109
п. 3. Неустойчивость колебаний параметра эллиптичности поляризации излучения...............................112
п. 4. Численные расчеты. Нейтральные кривые.............116
Глава 5.
Поляризационные свойства излучения, взаимодействующего с многоуровневыми квантовыми системами 121
§ 1. Вынужденное комбинационное рассеяние....................122
§ 2. Четырехволновое параметрическое смешение................130
Глава 6.
Применение вигнеровского представления для вращательного движения в столкновительных задачах 140
4
§ 1. Резонансный обмен возбуждением между частицами с большим угловым моментом.........................................140
§ 2. Резонансный обмен возбуждением при столкновениях молекул .......................................................146
Глава 7.
Движение углового момента в поле резонансного излучения 154
§ 1. Ориентация углового момента частиц, резонансно взаимодействующих с излучением.....................................154
§ 2. Динамика углового момента в сильном резонансном поле . 168
Заключение 174
Приложения 178
§ 1. Приложение А. Свойства множителя Р/ь/2(/с).............178
§ 2. Приложение Б. К работе поля над двухуровневой системой 180 § 3. Приложение В. Уравнения для ко- и контрвариантной
функций в представлении когерентных состояний...........182
Список литературы...........................................185
Введение
5
Квантово-механическое описание вращательного движения в основном базируется на так называевом /М-представлении, когда волновая функция квантового объекта раскладывается по базису функций |/М >, являющихся собственными для операторов полного момента 72 и его проекции на произвольное направление (ось квантования) ]2 и образующих полную и ортонормированную систему функций. Для этого представления разработан мощный математический аппарат [1], включающий в себя специальные функции, коэффициенты векторного сложения (3\jrn-символы или коэффициенты Клебша-Гордана), 6у- и 9?-символы, их свойства и правила оперирования с ними, в том числе и метод графов. На основе <7М-представления было решено большинство задач атомной физики и спектроскопии. В частности, систематика атомных состояний целиком основана на этом представлении [2].
Широкое распространение приобрела также теория неприводимых тензорных операторов [3, 4], которая в своей основе тесно связана с JM-представлением. Эта теория наибольшее применение нашла при описании вращательного движения квантовых систем с помощью матрицы плотности. Такие понятия как ориентация и выстраивание угловых моментов квантовых систем прочно вошли в терминологию современной атомной физики.
В квантовой оптике с помощью этих подходов хорошо поддаются решению задачи о взаимодействии квантовой системы, обладающей произвольным .7, с излучением слабой интенсивности и произвольной поляризации, когда можно пользоваться методом итераций, либо произвольной интенсивности, но для простых поляризаций, когда эффективно исходную квантовую систему можно рассматривать как совокупность простых подсистем с невырожденными состояниями [5]. В случае произвольной поляризации и интенсивности излучения решения также могут быть найдены для систем с небольшим квантовым числом .7 (/ = 0,1/2,1).
Задача становится практически не разрешимой в случае призвольных интенсивностей и поляризаций излучения и для немалых значений J.
Проиллюстрируем это на примере резонанасного взаимодействия излучения с двухуровневой квантовой системой. На рис.0.1 изображена схема этой системы и те переходы, которые может вызывать излучение про-
6
Ь »1
1Х»1
Рис. 0.1: Переходы в двухуровневой системе, индуцированные резонансным излучением произвольной поляризации.
извольной поляризации (мы полагаем, что в данном случае выбор системы координат может быть навязан каким-то другим внешнем полем, например, магнитным полем). Каждый уровень вырожден по магнитным подуровням (по проекции М углового момента). Степень вырождения каждого уровня -27 + 1. Излучение же может вызывать переходы с изменением М на —1,0,+1. В результате все магнитные подуровни из-за этих переходов могут находится в когерентной связи между собой. Возникает эффект ’’зацепления’' и, соответственно, необходимость решения системы из (27+ I)2 уравнений. Даже при небольших 7 (7 > 2) решение можно получить только численно, а с ростом 7 наступает момент, когда и для ЭВМ задача становится сложной в смысле временных затрат. Действительно, для нахождения решения требуется обращение матрицы для соответствующей системы линейных уравнений. Это действие требует поряка гг3 операций, где п - число неизвестных и в нашем случае п = (27 + I)2. Таким образом, компьютерное время для решения этой задачи возрастает как 76, т.е. весьма быстро.
С другой стороны ясно, что с увеличением 7 мы должны приближаться к ситуации, в которой вращательное движение становится близким к классическому. При этом можно надеяться на существенное упрощение как самих уравнений, так и их решений. Формальное увеличение 7 в уравнениях для матрицы плотности в 7Л7-представлении или в представлении неприводимых тензорных операторов не приводит к изменению их формы. В них не выделяются члены, которые выступали бы в каче-
7
стве квантовых поправок и которыми можно было бы пренебречь. Ситуация здесь такая же, как и в случае поступательного движения, когда в квантовых уравнениях для матрицы плотности в координатном или импульсном представлении формальная процедура Ь —) 0 не приводит к классическим уравнениям. Однако для поступательного движения рецепт перехода от квантовых к классическим уравнениям хорошо известен [6]. Он состоит в том, что вместо координатного или импульсного представления для матрицы плотности вводится смешанное представление посредством преобразования
р(х,р) = I р(х + д/2\х - q/2)e~,,p^hdq (0. 1)
Здесь р(х\х‘) матрица плотности в координатном представлении, а р(х,р) - матрица плотности в смешанном представлении. Ее еще называют функцией Вигнера, а преобразование (0. 1) - преобразованием Вейля. Если преобразование (0. 1) совершить над квантовыми уравненими для матрицы плотности, то можно получить уравнения для функции Вигнера, в которых переход к классическому пределу (Н —> 0) совершенно прозрачен [б]. Более подробней эти уравнения и их классический предел будут обсуждаться ниже. Здесь важно только отметить, что в результате такого предельного перехода уравнения для функции Вигнера существенно упрощаются и преобретают вид уравнений для классической функции распределения частиц по координате и импульсу. При этом функция Вигнера может оставаться матрицей по другим квантовым числам, характеризующим внутренние состояния системы. Такой (полуклассический) подход, когда одни степени свободы описываются квантово, а другие -классически (в данном случае поступательное движение) имеет широкое распространение не только в нелинейной оптике и спектроскопии. Валено отметить, что при таком подходе взаимное влияния внутренних и поступательных степеней свободы сохраняется. В частности, теория охлаждения атомов в магнито-оптических ловушках обычно строится с помощью уравнений для функции Вигнера [7], в которых радиационные переходы и эффект отдачи учитываются адекватным образом.
Представляется совершенно естественным, что переход к представлению, подобному вигнеровскому для вращательного движения, может оказаться продуктивным в той же в степени, что и в случае поступательного движения.
8
Исторически первым, однако, для квазиклассического описания вращательного движения был применен подход не на основе вигнеровского представления, а на основе представления когерентных состояний как квантовых состояний, наиболее приближенных к классическим. Понятие когерентных состояний первоначально введенной Глаубером [8] для фотонов, было обобщено применительно к поступательному движению, для энергетических состояний ансамбля двухуровневых атомов [9] и также спиновых состояний (см. обзор [10]). В работе [11] когерентные состояния для ориентации углового момента были использованы для вывода (на основе квантовых уравнений Вальдмана-Снаудера) кинетических уравнений типа Больцмана для газа частиц с вращательными степенями свободы, испытывающих как столкновения между собой, так и взаимодействие с внешними полями. На этом пути удалось вычислить кинетические коэффициенты для газа молекул во внешних магнитных и электрических полях, проанализировать зависимость вероятности столкновения молекул от ориентации вращательного момента и относительной скорости рассей в ающися молекул.
Бис1оу в работе [12] получил уравнения в представлении когерентных состояний для матрицы плотности квантовой системы, резонансно взаимодействующей с излучением, тем самым непосредственно адаптировав это представление для нужд нелинейной оптики и спектроскопии. В последующих своих работах [13] Бис1оу на основе этого подхода и при переходе к классическому пределу (предел 7 ос) рассмотрел ряд
нелинейно-оптических задач и, в частности, эффект Ханле. При этом 1Эис1оу использовал приближение широкой линии излучения лазера, что позволило ему вывести уравнения только для заселенностей состояний (балансные уравнения). Очевидно в рамках этого приближения остается неохваченным широкий круг задач, для которых неучтенные в следующем порядке по параметру 1/7 члены а также уравнение для недиагонального элемента матрицы плотности играют принципиальную роль (например, поляризационные явления или движение углового момента).
Вероятно, одна из первых попыток ввести вигнеровское представление для углового момента была осуществлена в работе [14], где рассматривалось преобразование типа Вейля, но для угловых координат ротатора, вращающегося вокруг жестко закрепленой оси (одна степень свободы). Однако, в этой работе не были получены уравнения для вигнеровской
9
функции и это представление не было обобщено для ротатора, имеющего две степени свободы. В этой связи необходимо отметить также более поздние работы [15, 16], где также рассматривалось вигнеровское представление для ротатора с жесткой осью вращения и в последней из этих работ были выведены квантовые уравнения для вигнеровской функции указанного волчка. Вигнеровское представление для ориентации углового момента для ротатора или шарового волчка, имеющего две степени свободы вращения, впервые было введено в работе [17] преобразованием вида
где /?(Уь М2) - элементы матрицы плотности в УМ-представлении,
а р(9ф) - функция Вигнера для ориентации углового момента. Обращает на себя внимание тот факт, что преобразование (0. 2) весьма похоже на преобразование Вейля (0. 1) для поступательного движения с единственным отличием, что в (0. 1) преобразование осуществляется по непрерывной переменной, а в (0. 2) - по дискретной. Величины 9 и ф характеризуют полярный и азимутальный углы ориентации углового момента. При этом функция Вигнера (0. 2) остается квантовой матрицей по другим квантовым числам, например по энергетическим состояниям. Отметим, что формальным основанием для введения преобразования (0. 2) является то, что элементы матрицы плотности р(Му т) = /?(Уь М + т/2|У2, М — т/2) оказываются существенно разным образом зависят от переменных М и т [18]: плавно, в масштабе У 1, от М и ’’резко”, в масштабе Ат -С У, определяемой условиями задачи (параметром насыщения), - от переменной т. Преобразование вида (0. 2) над квантовыми уравнениями для матрицы плотности в условиях У 1 позволили получить уравнения для функции Вигнера (0. 2), в которых, и это важно, в явном виде просматривается способ перехода в них к классическому пределу. В результате в [17] были впервые получены уравнения для функции Вигнера, описывающие адекватным образом как радиационные переходы, так и изменение ориентации углового момента. С помощью этих уравнений уда-
р(вф) = £ е;тУ Л, М + т/2|72, М - т/2),
(0. 2)
т
сов 9 = м/.], 3 = ,
М + т/2 = М1, М — т/2 = М2,
10
лось исследовать широкий круг задач нелинейной оптики и спектроскопии. Некоторые из них просто не поддаются решению при традиционном квантово-механическом описании углового движения. Этот круг задач будет обсуждаться ниже.
Надо отметить, что матрица плотности в представлении когерентных состояний и функция Вигнера (0. 2) находятся, можно сказать, в близком ’родстве”. Это выражается не только в том, что они являются функциями от одних и тех же переменных в и </>, но также в том, что они сами и уравнения для них совпадают с точностью до нулевого порядка по параметру 1/7.
Тем не менее имеется ряд существенных различии между этими представлениями, о которых надо сказать. Прежде всего, правило вычисления среднего от некоторого квантового оператора в этих представлениях имеет разный вид. В вигнеровском представлении среднее вычисляется так же, как и в классической физике, то есть среднее оператора выражается через интеграл по углам в и ф от произведения функций Вигнера данного оператора и матрицы плотности. В теории же когерентных состояний [10], вообще говоря, существуют два типа символов любого оператора - ковариантный и контравариантый - и для вычисления среднего необходимо интегрировать по углам ковариантную функцию для данного оператора с контравариантным символом для матрицы плотности или наоборот. Поэтому, если найдено решение для ковариантого символа матрицы плотности, то необходимо найти также выражение для усредняемого оператора в терминах контравариантного символа и затем провести указанное усреднение. Очевидно, это сопряжено с некоторыми неудобствами, поскольку вычисление контравариантного символа само по себе может быть непростой задачей. Однако в квазиклассическом пределе 7 > 1 отличие ковариантного и контравариантного символов между собой становится малым (порядка 1/7) и, как это предлагается в [11], среднее вычисляется с использованием только ковариантных символов как в классической физике, но с точностью до величин порядка 1/7.
Следующее отличие состоит в том, что уравнения для Вигнеровской функции (0. 2) и для матрицы плотности в представлении когерентных состояний совпадают только в нулевом порядке по параметру 1 /7, в следующем же порядке по этому параметру, в так называемых градиентных (или дифференциальных) членах, проявляется их различие. Именно
11
эти члены ответственны за изменение ориентации углового момента в процессе взаимодействия квантовой системы с внешним возмущением. В представлении когерентных состояний эти члены отсутствовали в уравнениях, полученных Бис1оу, и были введены в более поздних работах других авторов [19, 20]. В уравнениях для функции Вигнера дифференциальные члены имеют вид классических скобок Пуассона, что и обеспечивает переход к классическому уравнению Лиувилля. В то же время ко- и контравариантные символы матрицы плотности в представлении когерентных состояний сами по себе подчиняются разным уравнениям (их отличие проявляется в членах порядка 1/7), каждое из которых в классическом пределе не совпадает с классическим уравнением Лиувилля, причем по сравнению с уравнением Лиувилля уравнения для ко- и кон-травариантных символов в классическом пределе содержат один и тот же дополнительный член, но противоположного знака. Можно сказать (и это будет обсуждаться в Приложении В), что правильный классический предел должен быть для некоторого промежуточного представления между этими двумя функциями. А именно, правильное классическое уравнение получается для простого арифметического среднего между ко- и контра-вариантной функций.
Наконец отметим еще одно, может быть, наиболее важное, отличие между этими представлениями. Дело в том, что представление когерентных состояний вводится для диагональной по квантовому числу 7 матрицы плотности. Применение такого представления возможно и оправдано в некоторых задачах газовой кинетики [11], где есть условия для пренебрежения недпагональными элементами матрицы плотности, но в квантовой оптике переходы с изменением 7 - типичная ситуация. Вигне-ровское представление (0. 2) свободно от такого ограничения.
Кроме того, как вигнеровское представление (0. 2), так и представление когерентных состояний для вращательного движения предназначены для описания только ориентационных состояний углового момента на языке угловых переменных 9 и ф, имеющих ясный смысл в классической физике. При этом функция Вигнера (0. 2) и символы когерентных состояний остаются матрицами по вращательному квантовому числу 7. Можно, однако, поставить вопрос об описании полного вращательного движения квантовой системы с помощью переменных, привычных для классической физики, а именно, переменных, характеризующих величину
12
и ориентацию углового момента, а также ориентацию квантовой системы в пространстве. Переход к такому описанию, по-видимому, возможен только на базе вигнеровского представления [21].
Настоящая диссертация посвящена разработке теории вигнеровского представления для вращательного движения и применению ее в решении ряда задач нелинейной оптики и спектроскопии.
Структура диссертации состоит в следующем. В первой главе на основе совершенно общих условий, таких как инвариантность относительно вращений и отражений, эрмитовости, правила вычисления среднего от операторов, совпадающего по виду с классическим и т.д., однозначно строится преобразование от ЗМ-представления к вигнеровскому для ротатора или шарового волчка. Функция Вигнера при этом является функцией от величины углового момента, его ориентации и угла ориентации оси ротатора в плоскости, ортогональной к направлению углового момента. Таким образом находится вигнеровское представление полного вращательного движения ротатора или шарового волчка. Из этого преобразования естественным образом выделяется частичное преобразование, ведущего к вигнеровскому представлению только для ориентации углового момента. Устанавливается связь последнего представления с представлениями когерентных состояний и неприводимых тензорных операторов. Далее вигнеровское представление для вращательного движения ротатора и шарового волчка обобщается на случай симметричного и произвольного волчков и приводятся правила нахождения вигнеровских функций для тензорных операторов.
В следующей главе выводятся квантовые уравнения для функций Вигнера матрицы плотности для всех представлений, обсуждается классический предел в этих уравнениях и рассматривается применение вигнеровского представления в уравнениях для матрицы плотности квантовой системы, взаимодействующей с резонансным излучением в моделях релаксационных констант и сильных столкновений. Важный момент здесь состоит в том, что в этих уравнениях учет членов только нулевого порядка но 1/7 сводит их к уравнениям модели невырожденных состояний, в которых зависимость от углов ориентации вращательного момента входит параметрическим образом и определяется зависимостью потенциала взаимодействия от этих углов. Это обстоятельство позволяет сразу сформулировать рецепт обобщения известных решений в модели невы-
13
рожденных состояний на случай вырождения, который состоит в том, что в этих решениях необходимо приписать в матричных элементах потенциалов взаимодействия правильную зависимость от углов ориентации момента и затем осуществить усреднение по этим углам. Здесь же найдены стационарные решения для элементов матрицы плотности двухуровневой квантовой системы во внешнем резонансном поле, которые демонстрируют сильную зависимость распределения заселенностей уровней по ориентации углового момента от рассматриваемого типа перехода и поляризации излучения.
Далее (глава 3) на основе ранее полученных уравнений рассматриваются некоторые спектроскопические задачи, такие как полевое расщепление (или динамический Штарк-эффект) в квантовых системах с большим угловым моментом и проблема определения фактора Ланде основного состояния двухатомных молекул методом резонанса биений. В первой из этих задач исследуется трехуровневая А-система в условиях, когда имеются интенсивное поле произвольной поляризации, резонансное одному из переходов А-системы, и пробные ноле, резонансное смежному переходу. Для больших ./ дублет Аутлера-Таунса, хорошо известный в теории невырожденных состояний, претерпевает качественное изменение, и теперь вместо него выступает набор дублетов, расщепление между компонентами которых различно в силу зависимости силы осцилляторов от квантового числа М. Из-за конечной ширины каждого из компонентов дублетов возможно их перекрытие и в этом случае удобно говорить об огибающей. Исследуется зависимость формы огибающей от типов переходов и поляризаций излучения. Во второй задаче решение уравнений для функции Вигнера в условиях специфических для эксперимента [22] по резонансу квантовых биений, позволило провести надлежащий анализ экспериментальных данных и определить с высокой точностью фактор Ланде для основного состояния двухатомных молекул К.% и Те
В следующей главе (глава 4) рассматриваются нелинейно-оптические задачи: динамика состояния поляризации одной интенсивной волны в процессе ее распространения в газе двухуровневых частиц и неустойчивость состояния поляризации и интенсивности при взаимодействии встречных волн в двухпроходном усилителе.
В главе 5 исследуются многофотонные процессы, такие как комбинационное рассеяние в трехуровневой А-схеме и генерация параметри-
14
ческой волны в результате четырехволнового смешения в 4-х уровневой схеме. Примечательно, что эти задачи в той постановке, как они рассматриваются в данной главе (слабые интенсивности), могут быть решены и при традиционном квантово-механическом описании угловых переменных. Однако применение вигнеровского представления позволяет без особых усилий сразу выписать решения уравнений для этих процессов на основе сформулированного выше рецепта. Для комбинационного рассеяния была проанализирована зависимость состояния поляризации преимущественно генерируемой комбинационной волны от поляризации волны накачки и типов переходов в трехуровневой системе. Для параметрической волны, генерирумой в результате четырехволнового смешения также была найдена зависимость ее поляризации от поляризаций волн накачек и типов переходов в 4-х уровневой схеме. Тем самым удалось объяснить поляризационные явления, обнаруженных в эксперименте по генерации параметрической волны в молекулярном натрии [23]. Кроме того, также были сформулированы условия оптимального выбора поляризаций волн накачек в зависимости от типов переходов произвольной 4-х уровневой схемы для получения максимальной интенсивности параметрической волны.
В следующей главе б рассматривается задача о резонансном обмене возбуждения (РОВ) при столкновении частиц, обладающих большим вращательным моментом в двух постановках: когда сталкивающиеся частицы разные, каждая из которых имеет только один оптический переход, резонансный одному переходу другой частицы и столкновения одинаковых, или почти одинаковых, частиц, когда целый набор Л-пер входов одной частицы находится в резонансе с таким же набором другой частицы. В первой постановке этой задачи была проанализирована вероятность процесса РОВ от ориентнации угловых моментов и относительной скорости сталкивающихся частиц и также были вычислены сечения этого процесса. Оказалось, что и для РОВ упомянутые параметры сильно зависят от типов переходов. Во второй постановке для анализа РОВ между частицами типа симметричного волчка потребовалось использование вигнеровского представления для полного вращательного движения такого типа волчка. Здесь были найдены и проанализированы выражения для частоты РОВ и также рассчитана эта частота для РОВ между орто- и пара-модификациями молекулы СIIзР, которое оказалось в хорошем со-
15
гласии с экспериментально измеренным [24].
В последней главе 7 рассматривается движение углового момента частицы, резонансно возбуждаемой излучением также в двух постановках. В первой из них рассматривается оптическая ориентация частицы под действием произвольно поляризованного поля, слабой интенсивности (частота Раби много меньше скорости спонтанного распада) и вторая, когда, наоборот, частота Раби много больше скорости спонтанного распада, так что последним можно пренебречь. В первой из постановок были получены уравнения для функции Вигнера ориентируемой частицы, имеющие вид уравнений непрерывности. Эти уравнения позволяют проанализировать движение углового момента и найти конечную ориентацию момента, которая совпадает с таковой для стационарных решений, полученных ранее в работах [25, 26] на основе строгого квантово-механического подхода. Тем не менее здесь были найдены новые решения в случае присутствия постоянного магнитного поля и произвольно ориентированного относительно него направления распространения эллиптически поляризованного излучения. Во второй постановке показано, что в условиях, когда релаксационными процессами пренебрегается, движение частицы расцепляется на две независимые составляющие, одна из которых описывает оптическую нутацию, а другая - медленное движение ориентации углового момента в виде двух пакетов, движущихся по одной траектории, но в противоположные стороны.
Основные положения диссертации были опубликованы в работах [17, 18, 31, 32, 30, 33, 34, 35, 36, 37, 38, 22, 39, 40, 41, 42, 43, 44, 21, 45] и доложены на Всесоюзной VII Вавиловской конференции по нелинейной оптике (Новосибирск, 1982), на Всесоюзной Школе по моделям механики сплошных сред (Алма-Ата, 1981), Всесоюзной конференции ”Оити-ка лазеров(Ленинград, 1982), Всесоюзном симпозиуме по молекулярной спектроскопии (Томск, 1984), IX Всесоюзной конференции по динамике разреженных газов (Свердловск, 1987), 11 Международной Вавиловской конференции по нелинейной оптике (Новосибирск, 1997), Международной конференции ICONO’98 (Москва, 1998), Международной конференции EGAS32 (Вильнюс, 2000).
Автор выносит на защиту следующие положения:
1. Существует однозначное преобразование приводящее, к вигнеровскому представлению для вращательных степеней свободы.
16
2. Существует простой рецепт обобщения известных решений модели невырожденных состояний на случай их вырождения при больших 7.
3. Решение задачи о взаимодействии излучения с молекулами, обладающими большим угловым моментом, может быть найдено для произвольной интенсивности и поляризации излучения.
4. Существуют определенные тенденции в развитии поляризации при распространении излучения в среде из двухуровневых частиц, обладающих большим 7, и которые зависят только от типа переходов. В усиливающей среде с оптическим переходом 7 -> 7 ± 1 поляризация стремится к линейной, а в среде с переходом ./ ->■ 7 - к круговой. Существует предельный угол поворота эллипса поляризации при распространении излучения в усиливающей среде с 7 —> ./±1 переходом в условиях однородного уширения линии. В двухпроходных усилителях имеется возможность самовозбуждения колебаний параметра эллиптичности и угла ориентации эллипса поляризации излучения.
5. Существует строгая зависимость поляризация преимущественно генерируемой комбинационной волны от типов переходов в трехуровневой квантовой системы и поляризации волны накачки. Интенсивность и поляризация параметрически генерируемой при четырехволновом смешении в четырехуровневой системе также находятся в прямой зависимости от поляризации волн накачки и типов оптических переходов в этой системе.
6. Из-за перекрытия отдельных дублетов Аутлера-Таунса в спектре трехуровневой системы, обладающей большим 7, существует ” огибающая” этого спектра. Спектры этих огибающих демонстрируют существование особенностей в них в виде резких пиков, положение которых определяется типом переходов и поляризацией излучения.
7. Имеется прямая зависимость сечения резонансный обмена возбуждением от взаимной ориентации угловых моментов, направления относительной скорости сталкивающихся частиц и типов оптических переходов в условиях справедливости классического описания ориентации углового момента и вращательного движения молекул.
8. Для двухуровневой частицы с большим угловым моментом существует картина полуклассического движения углового момента в поле эллиптически поляризованного излучения. Согласно этой картине для 7 —» 7 и 7 —» 7-1 переходов частица попадает в ’’темное” состояние и для 7 -» 7+1 перехода - в наиболее ’’яркое” состояние. В присутствии по-
17
стоянного магнитного поля и для эллиптической поляризации излучения угловой момент частицы ориентируется вдоль магнитного поля для J —>■ .) перехода, вдоль или против магнитного поля для </—>,/ + 1 перехода и может принимать конус направлений с осью вдоль магнитного поля для — 1 перехода.
- Київ+380960830922