Ш
О
X ь-
X ш а ш
Альтернативой описанному стационарному варианту К. с. к. р. является нестационарная К. с. к. р., в к-рой исследуется во времени процесс дефазировки когерентных молекулярных (решеточных и т. п.) колебаний, возбужд╦нных парой коротких импульсов, длительность к-рых меньше врем╦н релаксации фазы и энергии исследуемых колебаний.
Лит,: Maker P. D., Terhune R. W.. Study of optical effects due to an induced polarization third order in the electric field strength, «Phys. Rev.», Ш5, v. 137, ╧ ЗА, р. 801; A x м а н о в С. А. и др., Активная спектроскопия комбинационного рассеяния света с помощью квазинепрерывного пере-страиыаемоги параметрического генератора, «Письма в ЖЭТФ», 1972, т. L5, с. GQO; Ахманов С, А., Коротеев Н. И., Методы нелинейной оптики в спектроскопии рассеянии сврта, М., 1981; Б у н к и н А. Ф., К о р о т е е в Н. И., Нелинейная лазерная спектроскопия газов, газовых потоков п низкотемпературной плазмы, «УФН», 1981, т. 134, с. 93; Н и б-л е р Д ж,. Н а и т е н Г., Спектроскопия когерентного ан-тистоксоиа рассеяния света, в кн.: Спектроскопия комбинационного рассеяния света и газах и жидкостях, пер. с англ., М,, 1982.
Н. И. Коротка.
КОГЕРЕНТНОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА ≈ изменение частоты ц (или) направлении монохроматичоскои пространственно когерентной световой волны (обычно излучения лазера) в оптич. среде, в к-рой исследуемые оптич. моды предварительно селективно возбуждены п сфаэировапы с помощью дополнительно вводимых в среду когерентных световых пучков со специально подобранными частотами и направлениями распространения. В отличие от спонтанного рассеяния света (см. Рассеяние света] элементарные акты К. р. с. протекают согласованно, т. е. когерентно. Такой коллективный характер отклика среды на зондирующее излучение достигается предварительным воздействием на не╦ дополнит, лазерных источников. В результате радикально изменяется взаимодействие зондирующего излучения с рассеивающей средой ≈ оно приобретает характер дифракции на когерентных возбуждениях среды. Изменяются и характеристики рассеянного света: он становится когерентным, а диаграмма направленности резко анизотропной, интенсивность оказывается пропорциональной квадрату числа рассеивающих частиц, изменяются поллризац. свойства п др.
Оптич. характеристики среды могут изменяться под действием распространяющихся в ней световых волн достаточно большой интенсивности. В частности, возникает нелинейная добавка, Asty1"', к оптич. диэлектрпч.
проницаемости: в/у≈ е$5-Н Де"/"*. В центросимметрич-
ной среде
3
,.(НЛ)
0)2), либо больше 0);С ≈ ю-|- (b>i≈
ча"
ft, i=l
где Xijiuj ≈ тензор нелинейной восприимчивости, 3-го порядка, ЕЬ, &t ≈ компоненты электрич. вектора световой волны в среде.
В К. р. с. в качестве возбуждающего излучения (накачки), «приготавливающего» когерентно рассеивающую среду, используется суперпозиция нары плоских монохроматич. иолы с частотами со1} tt)2(wi^w2) и волновыми векторами hit /c2:
li7 = Re{AV~l"tfill/"bl|1) + AV~f<fM"*Br)}- (2)
Биения монохроматич. составляющих поля накачки наводят в среде в соответствии с (1) бегущую (при Wl^w2) либо стоячую (при o>j≈ ш2) плоскую волну изменений диэлектрич. проницаемости с разностной частотой WL ≈ ш2 и волновым вектором k± ≈ A"2
Де(НЛ) ~ yWEiEl ехр [≈ i («1 ≈ <а2) t -f i (*Ч ≈ kz) г] (3)
392
(для простоты у ДЕ<НЛ) ы ^(3) опущены тензорные индексы). Вводимая в возбужд╦нную среду пробная световая волна с частотой w и волновым вектором k испытывает дифракцию на бегущей (стоячей) волне Де(Ш1>. Из-за Доплера эффекта частота дифрагировавшей волны отличается от частоты падающей: она либо меньше
стоты падающей (соответственно стоксово и антисток-сово рассеяние), а направление волнового вектора /cCi ac и, следовательно, диаграмма направленности когерентно рассеянного света определяются Брэгга ≈ Вулъфа условиями,:
где rcCi ac ≈ «невозмущ╦ннос» значение показателя преломления на соответствующей частоте.
Глубина модуляции волны изменений диэлектрпч. проницаемости (3), а следовательно, н эффективность дифракции пробной волны испытывают резонансное возрастание, если разность частот волн накачки щ≈ и, совпадает с частотой Q; одного из собственных рсзонан-сов среды: внутримолекулярного колебания, электронного перехода в атоме или кристалле и т. п. Б феиоме-нологич. нелинейной оптике это оказывается следствием наличия резонанса у восприимчивости x(3N испытывающей частотную дисперсию вблизи Q,-. Микроско-пич. теория объясняет это возрастание модуляция наведением оптич. полями накачки корреляций в квантовых переходах, совершаемых под действием света в разл. атомах (молекулах, элементарных крв-сталлич. ячейках и т. п.) среды или, на класснч. языке» фазированием соответствующих атомных (молекулярных и т. п.) осцилляторов, суммарный отклик к-рых определяет макроскопич. поляризацию исследуемой среды под действием снета.
Таким образом, в условиях частотного резонанса ≈ (02≈ Q/) распространение волны Де есть распространение оптически навед╦нной волны соответствующих элементарных возбуждений среды. Дифракций пробного пучка на этой волне н представляет собой К. р. с.
В тех случаях, когда исследуемая с помощью К. р. с. собственная оптич. мода среды обладает дисперсией, т. е. когда Q/=Q/(</}, где q ≈ волновой вектор, то помимо выполнения условий частотного резонанса необходимо выполнение и условия фазового синхронизма: k\≈Й2~<?∙ К. р. с. наблюдается на оптически возбуждаемых акустич. фононах, ионных или экситонньи поляритонах в кристаллах, на акустич. волнах в газах, жидкостях и плазме.
Исследование эффективности К. р. с. как ф-ция разности частот волк накачки вблизи резонансов среды лежит в основе когерентной спектроскопии комбинационного рассеяния.
Лит.: Ахманов С. А., Коротеев Н. И., Методы нелинейной оптики в спектроскопии рассеяния сигта, Мч 1981, См, также лит, при ст. Когерентная спектроскопия КОА-Сцад1(кош(ог0 рассеяния. Н. И. Коротеев.
КОГЕРЕНТНОЕ СОСТОЯНИЕ квантового осциллятор а ≈ состояние, максимально близкое к состоянию классич. осциллятора в том смысле, что произведение неопредел╦нностей (дисперсий) координаты и импульса в этом состоянии принимает минимально возможное в рамках неопредел╦нностей соотношения значение. Термин введ╦н Р. Глаубером [1]. С аналогичным свойством волновые Пакеты строились в начале развития квантовой механики Э. Шр╦дингером |2|. Б К. с. гармонич. осциллятора волновой .пакет ае расплывается, а его центр движется по классической траектории.
Дисперсии координаты и импульса 'одномерного квантового гармонии, осциллятора в К. с. (с вектором
состояния \ ее» равны соответственно Д#≈1/1^2 и Д/?≈ n/ly 2, где I ≈ амплитуда нулевых колебаний, так
что Ар4д:=й/2. При этом изменение во времени ср. значений координаты и импульса соответствует классич. траекториям, а &х и Др остаются постоянными, т. е., эволюционируя, К. с. оста╦тся когерентным. К. с. 1 а> осциллятора массы т и частоты о) описывается нормированной волновой ф-цией, имеющей в
