Нелинейные оптические эффекты в жидкости с нелокальной восприимчивостью тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.03 ВАК РФ

ад ~

: f., ■ J '.

Российская Академия наук Институт оощей физики

На правах рукогасп УДК 621.373.626:532.703

¿ЯКОВ ГеншдкЯ Ддоксрздршп

Нзкшойпно спгглескпо эффекта в зпшйсуя о нелокальной воспришшпостьв

{Споцаельпосгь - 0l.0i.03 - радиофшко)

Авторефорат ддссортяцгЕИ па сонскапиэ утоной cíodssí доктора фтзк?:о-;;атсчатн-юсгсгх наук

йэеява ÍS9J

..:■ Работа выполнена в Институте общей физики рдн. Официальное оппоненты:

член-корреспондент РАН, д.ф.-м.и. Б.Я.Зельдович доктор физико-математических паук Л.Н.Ораовский доктор физико-математических наук Л.А.Ргашш

Ведущая организация: Институт физики АН Беларуси.

// шШ /С**

Защита состоится ................... 1992 г, на заседании

Специализированного ученого Совета Д-003,49.02 в Институте общей разики РАН по адресу: 117942, ГСП-1, Москва В-333, ул. Вавилова, 38.

С диссертацией шяно ознакомиться в библиотеке ИОФАН.

Автореферат разослан ............ 1992 г.

Учений секретарь Специализированного Совзта, доктор <1«зико-математических наук

В.П.Быков

Обиая характеристика работа Актуальность работы. Нелинейные оптические эффекты—генерация оптических гармоник, самовоздействие лазерного излучения, винунденаоз рассеяние света—ухи слуиат основой реальных физических методов исследования вещества. С другой стороны, результата этих исследований стимулируют разработку и создание приборов квантовой электроники, использующих новые материала к нетрадиционные механизмы оптической но-линейности. Возможности такого развитого цшиш исследований а приложений реализованы в большей чести иа материалах в газовом йгбо твердотельном состояниях. Круг приложений материалов в жидкой фазе существенно ограничен отсутствием последовательной мжроскопической теория жидкого состояшя вещества: основу для приложений здесь составляют достаточно разнородные феноменологические варианта теории. В то га время уже ясно, что ключевой структурный признак жидкой фазы—это наличие ближнего порядка, то есть корреляций конечного радиусе в расположении молекул. Естественный подход к определению деталей и свойств этой структуры составляет исследование обусловленной упорядоченностью нелокальное™ отклика кидкости на вкеиние воздействия (для светового воздействия это пространственная дисперсия диэлектрической проницаемости). Те же особенности структура индкой фазы обеспечивают к контролируемую изменчивость ее свойств под воздействием сильных полей, непосредственно обеспечивающую прилокания в разработке элегантной базы электрооптики, лазерной оптики, дихшической голографии.

Цель работы составляет: ® развитие теории нелинейна оптических явлений в кэдких и над-кокристаллических средах с пространственной дисперсией;

-» определение эффонтивйости ;г основных закономерностей преобразования и генерации оптического излучения в таких средах;

« разработка и анализ оптимальных нелинейно-оптических лазерных схем на основе естественных и светоинду дарованных структур с нело-кальнш оптическим откликом.

Научная новизна работа состоит в том, что:

® построена теория нелинейных оптических явлений в шдкости как со слабой, так и с сильной пространственной дисперсией восприимчивости;

предсказаны и описаны физические эффекты: нелинейная экстинкдао-нная дифракция световых пучков, светоиндуцированный переход с образа- • ванодем киральной структуры, реким жесткого возбуждения лазеров с в и-пукдешшм рассеянием как механизмом распре деленной обратной связи;

« предложены нелинейно-оптические методики измерения материальных параметров жидкостей и жвдких растворов.

Прахтичоскоя данность работы заключается в том, что получвюше результаты могут бить использованы для:

о. разработки нелкяейю-оптических методик установления мезогешос-ть- конкретных молекулярных смесей с контролируемыми параметрами;

о расчета зффектшгаоста и оптимизации экспериментальных схем преобразования частоты в нелинейно-оптических устройствах на основе кадках кристаллов;

о разработки нелинейно-оптических метода измерения ■ кинетических параметров гадких растворов;

© выбора оптимальных лазерных схем гонеращш перестраиваемого излучения ИК- и видимого диапазонов с распределенной обра-гной связь»;

е реализаций экспериментальных схем идентификации слабых молекулярных рассеяний.

Основные полгагекяя, выносимые на защиту:

■1. Развитие нового научного направления—нелинейной оптики вдкос-ти с внутримолекулярной и структурной нелокальностью восприимчивости.

2. Предложение и теория регулярного и флуктуационпого квадруполь-шх механизмов квадратичной по полю оптической нелинейности в ориен-тационно упорядоченных жидкостях с центром инверсии.

3. Построение теории нелинейного Орэгговского рассеяния частично когерентных световых пучков в киральшх жидкостях.

4. Предложение механизма жесткого возбуждения и efo использования для укорочения импульсов в лазерах с распределенной обратной связью и измерения параметров вынужденного рассеяния с малым сечениенм.

5. Теоретическое обоснование применений вынужденного рассеяния как механизме распределенной обратной связи в оптических усилителях.

Апробэцчя работа и публикации. Результаты диссертации долоианн и обсуждеш на VII—XI Всесоюзных конференциях по когерентной и нелинейной оптике (Таикент—1974, Тбилиси—1976, Ленинград—1978, Киев—1980, Ереван—1982>, II Всесоюзном симпозиуме по физика газовых лазеров {Новосибирск, 1975), II Конференция социалистических стран по гадким кристаллам (Солнечный берег, НРБ—1977), II Всесоюзной конференции "Лазеры на основе слокных органических соединений и та применение" (Душанбе—1977), IV Всесоюзной конференции по жидким кристаллам и их практическому применению (Иваново—1977), IV Всесоюзном совещании по нерезозйнсному взаимодейств;® оптического излучения с веществом (Ленинград—1978), Всесоюзном научно-техническом совещание "Взаимодействие лазерного излучения с жидкими кристалла«!4 (Диликаи—1978), Международном симпозиуме по теории электромагнитных волн (Будапешт, ВНР—1986). V Всесоюзной конференции "Оптика лазеров" (Ленинград—1987).

Основные материалы диссертации опубликована в 31 статье, список которых приведен в конце автореферата. Общий список публикаций автора включает 102 статьи.

Структура к оСъеьг работа. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы. Ока содержит 281 страницу текста, 38 рисунков, библиографию из 195 работ.В первом параграфе каждой главы дан краткий обзор результатов предшественников, введение в круг рассматриваемых вопросов, сформулирована постановка ¡задачи исследования. Каждая глава завершается сводкой основных результатов в форме кратких выводов.'

Личный вклад автора. В диссертацию вошш исследования, проявленные автором в Московском государственном университете им. И.Б.Ломоносова и Институте общей флзики ЛН СССР в 1975 — 19S8 гг. Автору принадлежит вкбор научного направления, постановка конкретных теоретических задач, определение метода решения, получение основных результатов и их интерпретация. Постановка задач но нелинейной оптике растворов осуществлена под руководством Ф.В.Бункияа. Разработка теории лазеров с распределенной обратной связью начата под руководством С.А.Ахматова. Расчетная часть работу выполнена сошестно с учениками — в.А.Макаровым и Ю.П.Свирко, а такяе в сотрудничестве с В.И.Яариковаы, Ю.В.Пономаревым, К.В.Суязовьи.

.С0ДЕР2АШЕ РАБОТЫ

Во введении обоснован выбор направления исследований, показана вк-. туальность поста&лешшх задач. Дан краткий обзор развития оптики конденсированных сред с нелокальной восприимчивостью, сформулирована цзль исследований, приведено краткое содержание работы и положения, вшосимне на защиту.

В первой главе исследованы проявления нелокальное™ нелинейного оптического отклика в жидких средах со слабой (внутримолекулярной) пространственной дисперсией. Объектом здесь служат кематические вид-

- т -

кие кристаллы {НЖК>, основное внимание сосредоточено на эффекте удвоения частоты оптического излучения.

Принципиальные возможности нелинейно-оптических методов определяет анализ тензорных представлений групп кристаллографической симметрии [305: кянимальша набор неприводимых тензоров, гарантирующий идентификацию точечной группы исследуемой среда включает ,zD1 (или eD3, или еГ>5), D£,D3,Dd а С6. В методиках собственно оптической спектроскопии этот набор реализуют неприводимые части воспрдамчявоетей, отвечающих за дашольную генерацию второй (D3),третьей (Г.) и пятой (D.) гармошке, линейное двулучелреломление (^.естественную оптическую активность (s£>0), квадрушльцую генерацию второй гармоники (sD3).

Этот механизм квадратЕгшой по шля оптическое нелинейности четко вырэаен в 5ЭДкех кристаллах ОВД—термодинамической фазе с отличной от изотропной сймиетряеЯ, в которой но результатам неднкейгю--отачесжс: экспериментов удается измерить большее число тензоршх ко-кяэнепт гшорполяразуе'мостеа. rarctî кзкерзиия позволяют от известного кзобходдмога усдашя. иезогенностк оргзшчесгос; молекул (анизотропия ланейтгой гголяргоуемосгя) подойти к установлению достаточных условий.

Расчет в обобяеякой модели Куна показывает» что способность молекул образовывать ориэнтацйошо-упорядоченпув фазу в конечном интервале температур зависит от величины кубической гиперяшярпзуемостл а3. Основной тгеракетр здзеь—отпоисша îxo0a3/a^ (о0~характерная частота злоктропного перехода в мшяжуд», а, — лгаейкая поляризуемость ), которое пало для типичных мезогеиов МО'2 для МБВА) и приближается к единице для анпзотропнше молекул со значительной оптической нелинейностью (например, для p-каротлна). В последнем случае температура Т* перехода в оркактацкошо упорядоченную фазу оказывается кижэ температуру кристаллпэацш И9).Дйя обладающих, оптической активность» молекул,

тяготеющих к образованию киральной структуры,рост нелинейности приводит к увеличению шага холестерической (ХЖ) спирали,и при а3гш)0/а^>1 образуется пространственно однородная структура. Ограничение на величину нелинейности молекул,способных образовывать мезофазу,ослабляется, если ориентациошую упорядочешюсть обеспечивает стерическое взаимодействие (лиотропше НК). Квадратичная восприимчивость упорядоченного раствора оптически активных биополимерных молекул рассчитана в модели скручетой в спираль цепи ангармонических мономеров. Отношение дилольной и квадрупольной нелинейностей молекулы пропорционально Я/1 (Л.—длина волны излучения, I—длина спирали); оценки для поли-7-беп-зллового 1-эфира глутаминовой кислоты дг;ют при концентрации молекул ~1017см~3 квадратичную восприимчивость мезофазы 10"'0"9ед.СГС, что сопоставимо с алектродапольиой восприимчивостью кристаллов, обычно используемых в оптических преобразователях частоты 1143.

Относительная слабость мег&галекулярного взаимодействия в КК позволяет проводить вычисление нелинейных восприимчивостей усреднением соответствующих гшерполяризуемостей по ориентация»^ с учетом действующего поля. Молекулярная гиперполяризуемость второго порядка вычисляется по теории возмущений; возмущением служит оператор V взаимодействия электромагнитного поля с молекулой, включающий, с учетом пространственной дисперсии,— помимо электродипольного момента В — магнито-дапольный Ы и влектроквадрупольнай б моменты. Для произвольной геометрии взаимодействия со->2и волн с амплитудами А1 г и волновыми векторами к1 2 рассчитан нелинейный ток

еЗ№1+кг.2ш)-21и[а(г>ее1эг-1р(2)о(е1еги1 + е£е1И2)|л1^г; (1} локальная а(г> и нелокальная р(г! гиперполяризуемости вне полос пог-

лощения симметричных относительно перестановки индексов:

(2) (а) (2) „(2) _ д(2) _й!£)

113* р1Лт • ¿Ига"1'113т"

Оптические восприимчивости определяются сверткой усредненных по ориентациям поляризуемоетей с соответствующей степенью тензора локального поля Ь^ш).

Результаты усреднения (1) по ориентациям существенно зависят от симметрии функции распределения.В общепринятой модели 1ШК (симметрия ПФЬ) электродклольшя механизм ГВГ действует лшь если Ж образован оптически актившмк (тяготеющий! к образованию ХйК) молекулам? и, кроме того, при наличии частотной дисперсии; %ы определяется не только вторы»,! Рг=1<3соз02-1>,но и четвертым Р^=1<35соз4е-30созг6+3> моментом функции распределения молекул по ориентациям [153.

Реализуемые в НЖК типы нелинейного взаимодействия при ГВГ проанализированы в §1.5. Усреднение волнового уравнения с нелинейность» (1) по пространственным и временным периодом дает уравнения для амплитуд •¿>2е второй гармоники:

' РЬоехр{1ДаЬсг}. (3)

ъ.о

Здесь ?Ьо~нелинейная поляризация на частоте 2ю, уфс-а) ■

-Л^1'^15; д '-к^1 '—волновая растройка; индекса а, & и о

принимают значения "о" ("обыкновенная" волна) и "е" ("необыкновенная" волна). Из результатов §1.4 следует, что %(оо—о)=0. Два типа взаимодействия, (ое-е) и (ее—о),обеспечивается чисто диполышм механизмом, %(ее—о)-х(ое—ф—угол между осью упорядочения и волновым вектором накачки.Три типа нелинейного взаимодействия обеспечивает мультипольная нолядайность: %(ое—о)~х<оо—

Проведеншй в §1.4 и §1.5 расчет показал, что ГВГ в НИИ (симметрия ВФЪ) возможна лишь благодаря внутримолекулярной дисперсии, в то же время существует возможность измерения электродгакшной квадратичной нелинейности иезогешшх молекул методом ГВГ с включенном постоял-

ного поля Е0, которое снимает полярное вырождение, изменяя энергии молекулы на величину ~Л1к(0)Ь'^О)а1;]У1ц; о±3~матрица поворотов Эйлера, — даполызый момент молекулы. Усреднение (1) с учетом того, что дает аффективную гиперполяризуемость:

ПРИ этом вклад структурной нецентросиммет-ричности является в ШК онределявдим: для типичных мезогенных шдекул а43>Лв2У}аа(г,--1СГ2+10~1; тагам образом, в эксперименте эффективно исследуется цревде всего величина а1г>.

В ЖК на эффективность преобразования аномально сильно—в сравнении с изотропным рассеянием—влияет рассеяние излучения на флуктуациях оси ориентации (директора), которое ухудшает фазовое согласованно взаимодействующих волн (в ЖК легко обеспечиваемое подбором температуры), и рост интенсивности генерации 11г1 с толщиной ячейки £ становится медленней квадратичного. С другой стороны, флуктуации разрешают реализацию дополнительна* — при заданной геометрии эксперимента — синхронных взаимодействий 114,15).

При учете флуктуация директора бп=С6п ,ал .0) уравнения (3) допол-

X у

няются членами, пропорциональными бе и б%; это приводит к появлению ненулевых вослриимчивостей для всех типов взаимодействия, исключая

Г^хууз^* Флуктуации диэлектрической про-

(оо-о),например Сх(ее-о)-совдг(х„ххг-х^:.х)+согиг(%х::,2х

Взаимодействие Синхронизм г Ьг

со—о —

ое—о + +

ее—о + — +

оо—е — + +

ое—е - - +

ее—е - + +

ницаеиости 6е(ое)~$е(&е)~еа перерассеивают о-волну в е-волну и наоборот, "паремеаивая" взаи-

модействия разных типов.В условиях синхронизма напри-

мер,линейное рассение о-волны частоты и дает е-волну,амплитуда которой ~0е(1,(ое). Две ота волны синхронно складываются на нелинейности %{ое—о), генерируя о-волну частоты 2о с амплитудой Л*2)~<Спа>1/?

- и -

В условиях синхрояиэиа (ее—о) генерация происходит только па ктуационпой нелинейности, причем процесс {со—с) обеспечивается только многократным рассеянием, так как б%(оо—о) = 0.

Расчет ГВР в геометрии (ое-о) в предположения гауссовой статис-Ш'н фчуятуаций Л.к с корреляционной функцией ге,,2г/гс1)~1/г, где L^li^T/Лчг{эе^эгА). ^—модули упругости, покаоыва-от,' что интенсивность фдуктузцнонной гармоники,

где нелинейный флунтуацтоннай масытаб es—

тслиоша ячейки, растгт с длиной среда медленней, чем т регулярной нелшюйностк (-1?). Кроме того, интенсивность генерации пропорциональна темп-зватуре (£ - каТ).

* л ÜI Л

Флуктуация директора приводят, с другой сторона, к замедлению роста гармоники на регулярной нелинейности:

1(г) /Г(1) - Irf^irj: {а/1 )иг. (5)

оа-о а - <«1 и

С увеличением температуры оно издает (~Г~1/г). При типичных значениях параметров оигоаокие (4) к (5) может достигать t+102,увеличиваясь при приближении к точке фазового перехода (благодаря, зависимости от ■£).

Учет неустойчивости мезофазы в толстых ячейках относительно разбиения на докекы (определяющую роль здесь играет граннчные условия— заданная обработкой подложек степень и геометрия ориентации молекул в пристеночных областях) минимизацией функционала свободной энергии типа Ландау—Декена и решением уравнения типа (3) для неоднородной среды дает: I<£ >=f8шг/й!2)с2| • ¡;<1п > [г4Д^сов2(-^'(¿-2i0)] -происходят биения, обусловленные нарушением фазового согласования во внутренних областях ячейки С16), следовательно, эффективность ГВГ в толстых ЖК-ячейках ограничена.

Теоретические результаты §1 нашли подтверждение в работах ряда

экспериментальных груш. Не обнаружено до настоящего времени мезофаз, образованных молекулами с аномально большими значениями гиперполяри-зуемостей. Вне полосы поглощения удвоение частоты в ШЗС и ХЖК идет за счет мультипольной нелинейности—относительная эффективность различных типов трехволнового оптического взаимодействия согласуется при учете флуктуационного механизма ГВГ, с результата® расчета §1-5 и §1.6*2 Экспериментально зафиксирована и немонотонная зависимость интенсивности синхронной второй гармоники от толщины Ж-ячейки при зак-ритичоских ее размерах.

Во втотой главе представлена теория волновых аффектов нелинейного взаимодействия световых волн в 2£Ж с сильной структурной нелояльностью оптического отклика,которая в самовоздействии излучения в мезофа-зе играет главную роль.Величина структурного вклада'в эффекты пространственной дисперсии в ХКК ~(Л/А,)еа;в оптическом диапазоне л/?.~1, а анизотропия еа-10~2410"1, поэтому связанная с ним естественная оптическая активность на три четыре порядка выше.чем определяемая внутримолекулярной нелояльностью (£1 о-5).При этом микроскопический источник е& относительно слабый—периодическую зависимость /(0,г) от координаты дает учет, наряду с дисперсионным диполь-дипольным, даполь-квадру-польного и дашоль-магшиодаполыюго межмолекулярного взаимодействия.

Усреднение по ориентация!* обнаруживает, что неисчезашие компоненты восприимчивости содержат первые и вторые пространственны© гармоники, например, ¡4(Хгз1п2рг±2х3з1п4рг), где'

з(Тг-дТ^Тэ)Рг+Ь(Т,-бТг+73ау.з^=(т1-6т2+т3>Р4. Температурную зависимость £(3) определяют р(Р), ?2

Анализ брэгговского рассеяния в ХЯК (проходящая волна Е0(к0),рас-

Агаке1уап 2.Ы. ег а1. Mol.Cryst.Llqa.Crysг'., 1931, 71 ,,137.

Штыков И.М. и др. Письма ЮТФ, 1982, 35, 142.

сеянная волна К^к^кд+йр), йоз1п0=Р), показывает, что задачу здесь полностью характеризуют качественно следующие пространственные масштабы £131: квазипериод маятниковых биений или длина окстишсшш, ¿э=<1(80/еай0)[со8е/(1+з1г1гО) 1~1(Гг*1СГ3см; длина экстзнкцкогаого расшивания з1пг6)~ '-1*10 см, если ширила пучка го~10"'-И(Ггсы; дифракционная длина £ =йоГд~10И0гем; наконец "нелинейная" длина Ьуп = 3(4тйг0%1£^)~1 (1+д1п?8)позе. Характер проявления нелинейности решающим образом определяется местом I^ в четко виразкенной последовательности 1з<Ь'5<1 . При 71,<1Мь<1 имеем дело с хорошо известным эффектом самофокусировки. Возможности новых, специфических для ХЖ и вообще для пространственно периодических сред, нелинейных эффектов появляются, если I Их описывает учет введенных восприимчивостей в волновом уравнении; процедура усреднения но длине волны даст связанные не-лгахеЯзше уравнения, оОоГццглхиге кзвестше в рентгеновской оптике линейные уравнения Такали.

Для анализа рассеяния частично когерентного излучения естественно приближение, аналогичное квазиоптическому приближению в задачах дифракции. Выделение медленных на периоде "маятниковых" биений амплитуд и вторичное укорочение обобцениых уравнений типа Такаги теперь уне дяя поперечных корреляционных'функций падаздего и рассеянного полей приводят к уравнениям диффузионного типа. Двумерная экстшшдаояная Дй^узия в плоскости "координата распространения—корреляционная координата" обеспечивает расшивание едздяекных огибающих по корреляционной координате, действует аналогичный обычному дифракционному механизм увеличения радиуса корреляции гк при динамическом рассеянии (ДР) з ХЖК: интерференционное перемешивание проходящей и рассеянной волн из-за переотра^ений от кристаллических плоскостей 1513. Расчет в пределе г —»0 (некогерентное излучение) дает результат типа Ван-Цитгерта

—Цернике: радиус когерентности увеличивается с толщиной кристалла:

г,с Ы1(Ь)»(1Ьэ)1/гг§0. Для типичных холестериков е =10"Чш~2, в оптическом диапазоне I ~1(Ггсм и эффект вполне наблюдаем.

Вычисление матрица поперечной когерентности показывает,что проходящая и рассеянная волны существенно отличаются по степени поляризации— в этом заклячазтея второй сильный эффект брэгговского рассеяния частичко-поляризовашюго света ПО]. Рассеянней под орэгговским угле;.: пучок окапывается полностью поляризованным,а степень поляризации проходящего пучка растст с толщиной ХНК -(Ъ/Ь'3)й и при Ь-»® стремится к

д. Ее значение достигает величины порядка 10"'' уже при толщина ХЖС порядка 1 . Таким образом, при распространении излучения в ХЖК ого когерентные и поляризационные свойства монно заметно улучшить.

Если Ь^Х^х!^ .качественно новый нелинейный вф£ект имеет место даже в широких пучках. Н&линейность в этой ситуации наводит анизотропию как однородного уровня, так и пространственной модуляция показа-• теля преломления (т.е. изменяет эфйективну.» экс-тшпвдюнную длину). Введенная в §2.2 система нелинейных уравнений в »том приближении гз.:з-ет два интеграла:

где с-Ь^Ъ^, я, ¿-нормированные константы нелинейности.

С использованием (6) система интегрируется точно. Ее решение выражается через эллиптические функции к ошенвает изменение пориода.Х "маятниковых" биений в сильном световом поло (о~!~|Е|г): . При о>0 (Фокусирующая среда) биения проходящей в рассеянной воли подчеркиваются, в прогивополоаном случае—сгдаапваатся.

Молекулы хкк резко анизотропна, с^/сц^КГ2, константа п2 э могут составлять величину порядка 1гг2М0~1. особенно если в мслокуло действует механизм.заутримопэкулярного переноса заряда, поэтому практя-

(6)

чески условием наблюдения рассмотренных изменений периода служит (0,1+1 )1у Оценки 1э и проведегаше в §2.2, показывают, что наблюдение указанного эффекта реально с использованием существующих сзе-товах источников наносекуядной длительности.

Условия реализация соотношения I' < мягче. В силу оценки

Э Д

1<31'э с запасом в 1+2 порядка второе укорочение уравнений §2.2 оправданно и здесь. Его результат — система нелинейных диффузионных урав-нешй для (дааада) медленных амплитуд а+:

Ц2^^0^] «±=1 (1 «^ !"Ч4[1 |СТГЧ- (7)

Система (7) имеет бесконечное число интегральных инвариантов, гго-^ этому аффэктавен ее анализ в параболическом приближении, позволяющий рассчитать зависимости от координат распространения и ширина взан-кодвйствуюкгх световшс лучков м амплитуды пространственных ос-цяллякгй ну. мощностей Й(х>~ \ /суЛй ]. Оказывается, что пучок а+, фазовая скорость которого мекше оУй0, периодически (фокусируется на длзк> а пучок дефокусируется, причги быстрее, чем 2 отсутствие нвашшййосяя. Анизотропия иелипейвой еосщшмчивости проявляется , в основном, в сгдагиеанш ссщшяцяй й(х).

Забздокео олисзнннх здесь гффагтов представляет интерес с точка зрения исследования связей между ксшжентктензора кубической восприимчивости ХГК, пвркодачвсиз ягшввсдаися с координатой. Зтк связи несут информацию, во-трвах, об гннзотроша энгармонизма молекул ЮЖ, во-вторых, об ориенгацжнаюй функции распределения ХЯЯ, принятую коде ль которой нельзя считать та имэщой альтернатив.

Р третьей главе исследованы задачи формирования и действия структур с сильной (брэгговской) нелонашюсть» восприимчивости; особое внимание уделено теории лазеров с распределенной обратной связь»

(РОС). Первое предложение использовать для генерации когерентного излучения Срэгговокую РОС обращено к средам с естественной пространственной периодичность» тверда кристаллов!1' Обращение к оптическому диапазону**^ подчекнуло важность разработки методов создания таких сред. Один, из общих приемов здесь связан с фэтозшдуцировеккоЯ, по большей части динамической, модуляцией параметров среди в интерференционном световом поле. Лабильные к внешним воздействиям ЖК хорошо подходят для этих целей.

Первый прикер—светоЕндуцированная перестройка номзтической структуры в холестерине сиу» (1). Совместное решение уравнений Эйлера— Лаграшга для функционала свободной энергии Ландау—Декена и волнового уравнения показывает, что такая перестройка фиксируется в КК толщиной I, если интенсивность циркуляр®) поляризованной световой волны превосходит пороговую, 1п=81сй1еуг/2еаЬг 17). При типичных значениях параметров КК для получения спирали длиной 1(Гг+1(Г1см оказываются достаточный! вполне реальные значения интенсивности ~103+104 Вт/см2. При этом неидеалыюсть циркулярной волны (ширины спектра обратного нега) <10"® если эллиптичность наводящей структуру волны составляет несколько процентов. Время установления структуры ~1~1 и не превыаа-от длительности шеодящэго лазерного шпульса, ее»™ плотность энергии его 1У>|ч]сец/г/еа~10+10э Дж/см2 при вязкости г^Ю'^^Ю""1 Из.

Общая феноменология генерации лазерного излучения в актяенровапшх средах с сильной пелокальность» восприимчивости типа рассмотренной б §3.2» иироко представленая в обзорной литературе, требует для какдой конкретней схемы исследования механдзма создания и действия вознвха-

е).Ривлин Л.Д. Письма ЯЭТФ, 1965, 1. 7. ">*)К05еШгН Я. ег а1. Appl.Phys.Lott., 19Т1, 10, 152.

идей за счет нелокальное™ обратной связи. В §3.3 исследованы пороговые характеристики распространенной трехуровневой схемы накачки.

Обратную связь обеспечивает интерференция двух скрещенных в лазерной среде пучков оптической накачки, которая модулирует вероятность вынужденного перехода: 1 »7003(2йгз1п8)), кн, 7—волновое чис-

ло и параметр ишюсти накачки. Совместный анализ квазиклассичесгак уравнений для поляризации, инверсной заселенности рабочего перехода и волнового уравнения проведен в приближении малой отстройки от Срэ-гговского резонанса Цма з1лв| = |е|«ы, где ш —частота накачки, в — угол между ее пучками. Учтен полный пространственный спектр населенности: Я///0=Р0+-22?псоз№), У0=(1Т-2)/т), Рю=~{2/'Г}И(1-1?)/(1+'Г))3!П, параметр т}=(1+»0"1 т—время продольной релаксации. При пространственное распределение инверсии стремится к однородному, как и при г,~* 1 (вшоточеше накачки)—в обоих пределах обратная связь всех порядков ясчезахее мала.

Условие самовозбуждения имеет вид Гс №(Г1)=(Г?-кгг )1 /г, гдо Г2» л=е/у, коэффициенты усиления @ и связи ге определяются известными параметрами трехуровневой схемы: §-=в?а/(\~1 еГ2), С-2%и0\й\гУ0Тг/ъг). Порог генерации СЬ быстро растет с увеличением отстройки, что обеспечивает высокую частотную селективность РОС-лазера. При модуляции т частоте, соответствующей центру линии люминесценции, для брзгговского резонанса и-го порядка:

,1/2

(8)

Минимальная скорость накачки, при которой возадоша генерация, ш0<* • 1,42^1 При увеличении скорости накачки пороговое усиление сначала падает до <?£=2,7 при в>0-*252^! а затем рас те г. Причина того, что РОС исчезает при ®0-><» — выманивание решетки инверсии при ее насыщении.

Таким образом, при фиксированном значении в1 генерация идет в ограниченном и сверху и снизу интервале скоростей накачки. Это прямое указание на возмоиность реализации как мягкого, так и кесткого режима возбуждения [2].

Если для создания РОС используется т-ая пространственная гармоника разности населонностеЗ.угол 0 определяется из условия шна1пбя«0. При этом возрастает порог генерации, минимальный уровень накачки, обеспечиваний самовозбуждение, с ростом т растет до и>0=2Л',.

В эксперименте удобно создавать РОС скрещением двух пучков нораз-ной интенсивности. Если один из них в й2 раз слабее другого, (8) заменяется пороговым условием ^=(^-1 )й-1ехр[-<ЩЯ-1 )/(Д+1)]. При Л-ш0Г1=4 и СЬ=10, например, ¡¡п-'. О-2. Псвниение мощности накачки приводит-к тепловому разрушению решетки. Если считать, что начиная с момоитч времени 10 коэффициент связи ж экспоненциально уменьшается с постоянной времени <та, время срыва генерации за которое выходная мощность падает до уровня суперлюмшгасценвди, определяется соотнесением ехр(?/2аа)-1=0{1+Г0)/2г<,С 13]. Так как скорость разрушения решетки определяется энергией накачки, соответствующей оптпшзациой могво добиться того, что оно начнется только в развитом решше генерации. Оценки показывает, что при Г^З-с^/б. ■ Числэшое решение, нелинейной стационарной задачи показало [4], что помимо мягкого резшма генерации в трехуровневой схеме возможен и жесткий реяим. Он реализуется при достаточно интенсивной (Т&5), частично когерентной накачке (7<1), зависимость выходной амиштуда от усиления становится здесь неоднозначной, причем область неоднозначности расширяется при т}-»» и 7—<0. Появление сосредоточенной связи на границах активной среды (отражения от торцов) приводит к снижению порога, тем- более закатному, чем ниже когерентность,й сужает область

жесткого реима.

Fua.I .Зависилость сишитуОы генераит ТОС-лазера cm усше-нт. ВиДнооть нансши 7=1 (I); 0,1 (2); 0,5 (3); 0,1 (4).

I И i*

UU-U-J-L_J-----

o.l I s & GL

Сравнение выходных характеристик показывает, что при одинаковых скоростях накачки интенсивность на выходе FOC-лазера прэвипшт прн достаточных усилениях (GL>3+б> выходцу*) интонашость сиккетрячного резонаторного лазора с уторенным ко&ФГицкеитом отра;:еш!л зеркал г=0,ь0,2. В ситуациях, когда могут Сыть получены зеркала лезь с кэ-большм г (коротковолновая диапазон, например), естественно позтсггу обращение к РОС.

Дня описания нестационарной РОЗ-лезеров использован прием гэденпя аффективной добротности резонатора. В РСС-лазерэ распределение г:-.;з-лтгуд генерируемых вода существенно неоднородно по дане активной ерадм. поэтсиу процедура введении добротности сло&аео. Для чостпнх oxen РОС-лазеров эфЕек-дшув добротность факт-шага® вводояа рэаьг-э;** в 53.5 ста процедура проведена возшпно болзе о№ it последовательна'. образом и с указанном области иракзшяостя (221.

Яриолпяэтм. в которых mxomw саетеку удаотся привести к спетого обыхаовошк уравноппй такош: возбуждается одна (основная) t/.ода (это щянкшдао кмеш> для РОС-лозвра, а котором добротность vwmt 'год мала); рэспредэдэипэ ©аштуд Естрэчшк вола d роет.» гогарацап

s) Басов З.П. Доклада АН СССР/1972. 205. 1078; Папа П.А. Appl.Opt., 1S75. U, 2650.

и&ко отличается от порогового стационарного распределения (при слабой связи ja:|L«i это школшгется,если HIr-La)/Lalln|2g/a>|<t, L — пороговая дана» с ослаблением связи последнее требование смягчается); характерной время изменения амплитуд больше времени пробега L/v.

Гал&ркиЕСЕ2Я процелура сводит исходную систему связагашх уравне-EiTi к уравнению для виходаой а\шлйтудо генерации ф(£) вида:

(i)<{i(i)+/2(i )[ф(Г )(- (9)

Здесь г в ii - явно внчисляеша для каждой конкретной РОС-схеьгг фуюодш врешш к параметров накачки срода, — яушвой источник. Ек pacvc? а 53.5 нроведен для трех схем: рекетка ¡пшерсия, лазодкг.;ая nnïopîepapyiS[!2Sî дучкамк накачки; амплитудная рекетка, заданная периодической шодаородгюс;ьй акгшзшх частиц; стационарная фазовая роЕотка (пространственная модуляция показателя преломления iura сочетая оптического волаогода).

Для расчета еноргомтских и времв^шх характеристик излучения FOC-лазера б §3.6 проведан переход от лапзевоновского урашлш (9) с дольм-корролировангш суковыы источником к уравнениям для средней Ейоненшоота ß~<|<J>|2> з дахашческого превышения порога го пасэжш-иостя р:

àrJdx-t'^pri)',;^. clp/âï-(.p0~p) (HRf)-(p+1 )г; (10)

с начальшкш уокшдйа r*ito)-0, p(ia)=p0{%0-0). Здесь Ейрьшроашшоа правя аазиа фэтона в РЖ-ротторо /¡\--=1/?, vQg, ûg~ эйоггпэ-шй кооФйздгоэт усишш, расчзшшзиий даа каздой схема, Д,— нервированная интенсивность пакгагл.

Характер ЕестацшарчоЗ гвюрацщ реаахщвм образом опредодяе-гся соотношением мсзду i,ï î',. Если 1 , устаноадакзе квагпстацчонар-

V I 9 1

но!ю река«: происходят копотсжо. Для рйесмогроишх схем FOC гшкзз обратная ситуация г t «f.. Зэшздаааше иэшнвняй паселолностц огпо-

слтельно изменений поля вызывает р-элакссцкопшо колебания шходной интенсивности и лает возможность прообразовать пмпульспу» пакачку с утеньвешюм длительности.

Анализ (10) дает условие возбуэдения релаксационных колебаний: т^(1+Ли)(р0+1 )г<4,отношение максимумов интенсивности двух последовательных шгчнов д=-ехр1-1(р0+1)(1+Лн),1(1), период следования — = (1+к )14рп/хАиЯ )-(рл*-1)г}. Интенсивность и в максимуме первого

и 1 и з> л * и йТЛЛ А

папка оценивается из соотношения •

■ (гтгя'ч.Г1!.а длительность (по уровни Ы __} 0т»2«5(т,/и )1/?".

Возможность преобразования накачки в короткие к,яульсн генерации рассмотрим на примере РОС-лазера на красятэлэ с шггер&зрирующэй накачкой . Нестационарные решения састеш (10) для заиудьса пака-пса с длительность» 1 , р0(1)=(р^аг>1 )ехр[-(т/т )гЫ, получению при типичных значениях параметра красителя, показывают, что «точность прлб-лихвтш формул, оценивающих параметры релаксационных колебаний, составляет 1+103. Ее®! уменьшать первый пнчок релаксационных кодя-башй формируется при большем значошз! р0, что пргводгт к росту кя~ тенсавности пичка с одновременным сокращением его длительности.

Рис. 2. #а(.опешил паралз-Iлров ромыксцисигла но-леОшгай о уюрачепилл ищ'/.ьса канат ¡и при ^=2,5-10~3; рР^.З; 'с, =2 (а). 1(6),0,33(6).

РбШйиЕя системы (10) и sa пределами области щявйшшоста дазг прави-льауа качестаошуэ картону и в »кэлЕчествешюм отношхии тзиачятеяь-но отлячоигся от рзаошй точной квшшцтссичэской сястзш, получениях с сюлышя '.затратами ыашшного вромэш.

Процедура ш&эда сисха¡.а (10) допускает непосредственное оообаэ-тлю иа учат е:ссях порядшв яесыщопия, необходимый для количественного oisicEEüs кодуляцяа доиротиоста; восстановдоппа геиориру-екзм полем разстал РОС одось ь;окот ешь причиной жесткого рэкпм?. £о-ваухдишл РОС-лазера. Очсщвзое прйманошю—получение шпзульсоп го-пораош с кру*ш передам фронтом,

КаясстБопше и колете стсепшго закономерности нвлндайпой нестационарной POG-гошргшш, теоретически кездозапанв в »той главе, з&фш<-опровшш в екесартшитох, которые подробно описаны в обзоро Í26J.

В четвертой глава ксследоваш возможность использования влпуадодного рассеяния в качество изхашша РОС. Обратную связь здесь оСсс-шчпвает нэлакайасе юреогрызгше, причем со сдвигом частота, вство-чта волн в ноле гфостраяствепно порподочоской пакачки. Эхо пооблля-от получить гецерацкэ па частотах к шо области лазерного ^едагая: достаточно, чтсЗн в пае попала частота одной из генерируема вага. Более того, гоизратор пь зтеи придало моэат работай» s Соз отркца-■ тельного noiv.csoü'B; (ааршэзргавеккй генератор обратной волна Исяшьзованяе аоргзлэтричаской седан ур-ззует, прэвдо всего, выгкмш-гоя 'условий Фазового еширозс-ла; для трохфзгсишого взаждодсйстий; у1 (волна иакачки ола и холостая волна ь>} распросграняится паи-стрэчу енгяаяыгой ВОЛН& шг) шойюда» удовлетворить соокгсаенаа ии/ы.-(п,-п )/(ri,-)u.,для чотпрэх^отошюх'о =ú,+(¿J: а/2» =

Ci S» « tí 1 w- »' J t ». Ii

Горшков Д.СЬ др. Кэй.вусос. Сор.Рас.-.;о?гюяка, 1957, 10, 826.

(п|-пи)/(п,+па). В периодически неоднородных средах удается обойти зтл яэсткш ограничения; если а—угол между йодяовдл вектором ретат-кя К п ¡Гм„ условна сютрогшзиа приобретает вид: й>2» (п,^ - (гЛ^ю2^2-и сКсоэа)1/г}/(я.+п„) (для чет^зеф&тойного —с зетшой о, на

В N I £ л

2уи). Неравенства и ^>ли становятся Езсбязйтелыши. Лоползга-толышэ возможности связаш с прпшг.отем полпаеШвгх ехтшзнше сред, в которых па холостой или сигнальной частоте создана условия ллл уедлеши. Это позволяет при мекьша мойвостях такают получить прак-ипоиз! предз^шнй квантовый КГШ преобразования.

Параметрическое взатэдсЗствие веют о чеотот.т.м -'У-,"«,, (трвхфо-тенпоо) „тибо (^-»<^=2« (петирехфэтояпоз) воаклодойеттз в активной ерздо стстевт система

под I 1 ти, „

--± _ , _ а ~8 \л Ы Л (11)

Здесь 2—шофгнентц лазерного усядзппя; 7—кооФ1йщвдкт нелинейной связа, завасщйй от екшнтудц накачка.

Шрогешз уелощя гв!&роц!И доз? предстсгзлеячо режеяия (11) в ви-до ^лО^'лрЦС-а^Ш^^ где )—едтаарпиэ грожт пробега;

«Мй,-^)!» с^—корпи урзшешш

л—кйэф&пойжт иарвшх-рапвского усалеглтя. Его связь с шггеЕСЯияхяьо назкгпга I: гфшгЦ^ )1а\пгплГ* ¡%<г)|г12,г я гс^ИбтЛл,«, >. о(о-1!11г»г>);Я}"1!х(3)|г12-1'г- Япл срода без уснлецил из (12) елэяуот, что пороговое гкачзпш к С ростом 0 порог падвея £62:

Кстяьаовашю уаш®зщэй срода позволяет осуществись п креосргяов«;.иэ частота вверх, «(=а2-й)1 (). В этоу случае

врэтеч фасювай спнзфкшзм К^у-'*,обссиз-чжмзгея тожсо в иркодачоски Езсягороляса срода. -

Доноянониу» для учета истощения накачка систему (1t) удается проанализировать в надпорогозоы рехзмэ, КПД гзвсраторэ оценивает со-о'шоаеяия нормврованщх хиходных аквдагуд g: <p/sl (й/<3)г(ехpö-O-1); B2=3lw2<?;ß1 = (1-?)1/2(oE/ö)(cxpG-1). При больякх усилошупс квантовый ШЖ таким с-браum бистро возрастает, превосходя единицу к стремясь прп F-*<a к {;c/G)axpG.

Дяя еначнза нестационарных е&окмз ъ (11) а щюдкакогэкш «Ь<1, GX>1 развит приближенный ыатсд, точность которого характеризует пс-лучоеша в его рампах шрааэнке для порога: згд-<3(охр6'-С-1 Г1'2, которое отличаогся от точного (54.1) при G-0 во Солзо чей na 1СК. Метод даот аналитическое pocsimo дал шхояноД интенсивности:

гд& Г =Г fe,,tor'äxp(-ö), I-^,1(01;. )"'cxp2ir — иитезюкшюотъ иума' в

U с 1 * щ? lj

одной мода в отсутствие соязи, а фушщяя QU]) лпя гауссовского импульса накачки равна д(т})-(х ^G)aexpß- ■ ezpi2(iri2)'у)2. Он соэвсшет учесть коночную расходимость паяачки ДО: порог частности, новыа&эгся'Б отнопеини 1 + |/3)г. временная пэкогортлп'-

пость нгкачки (сирина спектра Au) такхо повышает порог: ^«/«iL/at:1 прк уиоренвьх значениях С.

В 54.3 принцип лазерного усиления с параметрической накачкой распространен на шнувдэшоэ рассояию (БР). Прострапстьешая иолутлхы накачки и в БР приводит к EsaiwoReitor-M® всгрочшх золл сто::совсП .компонента, в вадаороговых условиях обзстачяваэтся сбссджш неустойчивость.

Ecjsi (заданная) накачка осуществляется дзукя всхрочниьи' полагал г/20=С1е:ф(-£];|;г_;Очй^хр({2ск..с) ]exp(lto(it)+K.c.),где и — юшест".

t 1

Г 1

(13)

коэффициент вядаости, й„зЗпО, — частота оптического фо-

п2 Н НС

нона, стоксош амплитуда Лс1 г управляются уравнениями

0 + |Я|2]лс1>г+ Х'Аег1ехр(;гисг), (14)

гдэ лс=Лнг-Л,, б=|т|В0|, у—фактор комбипацдопного усиления, Аналогичный проведенному в $3.3 анализ (14) дает пороговые условия: ГсЩЧ^(1+|Ь'|2)+ис, Г2=1й(1 + |а|г)+14е)г-а2|й|г, из которых следует, что существует оптгшальша угол 9 =ягсз1п(йс/йи) я минимальное пороговое усиление £&=0,Т6 [21.

Эксперименты по восбрздегаш ЕСР п ВГ?Ж нрастранственно-шриодяче-скоа нзмчксй*' реализовали эту возможность;в них подтверждены,в ча-стпости,расс«згг8ншо аавиогаостя порога от толщипы кювета и угла 6.

Этот !'эха5;нз:< РОС ичеот я спектроскопические приложения—он допускает иоморзнпе параметров ЕР (сечения расселил, шириш листа) С25, 28). Перспективна здесь нетрадиционная для РОО схема, когда ВР ячейка вхотс&тся у контур обратной связи,усилителя, при этом пороговая кле:-: сиплость иохачкл прямо связана с лпкрекектом ВР, который яо^ет Сеть ежиком нагалд для рзалпада традиционных методик спектроскопа. Б пзрвоы оксшрянэнто*** такого типа йеэреэоааторкал генерация тгп-атаского импульса получена с обратной связью оэ счет ЕКР и ВШЗ. В близком фзшмвко.»огачоека зкеяегакопте**** яабдидалесь селективная по температура генерация шадюго кыпульса.'лшщияруского затравочвум.

В схем» рзгопэрз'яшпого усилителя с ВР-ззркалсм волга накачки р+, сиоггш» рассеиваясь, возбуггзет стоксову волну о , которая после

Войт 0..',?. и щ>. Письма 1978, 5, 407; Ашжаеоти П.Л. и др. 1582, 36, 396; Засгсалысо О.П. и др. ЯЕТФ, 1984, »7, 153?.

^Взскаяько О.П. л лр. Письмо 331», 1932, Зб5 399.

Бугшш и др. Письма 2ЭТФ, 1933, ЭТ. 147.

усиления в активной среде и отражения от выходного зеркала (о) снова попадает в кювету с исследуемой жидкость». Описцвег схему с боль-гшм коэффициентом усиления лазера в регенеративном реашмэ система, обощавдая (14) на учет эффектов истощения накачки в репс.:е развитого BP. Она имеет интеграл Мэнля—Pay const, в условиях фа-

зового синхронизма (АС=Ю) — фазовцй интеграл ata_ptp_3lrri>-cosi. В предположении т1р2« 1, справедливом для рассеяния с кет,! соченвем интенсивность стоксовой волны J+(0)= у1с£(0) на ешсодо рассеивакдэго объема дшш I задают виражная:

Здесь ./—интенсивность волш, попадающей кз усилителя в кювету с рассеивающей кидкостью, Гп к Яп—иоди&гцирозшшпа фушапгл Бесселя, ®= (P/J)i/? y=(P/J)i/zezi){J/2), ы—кор!.12рованаое сечкше рассояпня. Анализ асимптотик (15) показывает» что при J« 1, Р«1 интенсивность пояадаодой в усилить волны определяется только сполтансам рассеянием, J"+ (0)=геР. Однако с уволпчэнясм с, при «М, водичи^е J+(0)f«?(l+|<r)e к ^фекнгыий козффвдюат отрахэягя P-S-Jf(0)ЛГ приобретает немонотонную завясюгоатъ от J, поэтс:,?у станоЕагся вошжша: гесткое ьозОуздзнаэ. При дальнейззм росте J, J»1, ко&й^даогк отра-г:эш1« вновь падает: J+(0)*^iPlnaHJ/P), что указнвачт на возкохлость гокеркдш гигантского истулъса.

Дпя опродэдошя штоксшшосга гокерадн схека "рй^свссаюсая срэ-да—усилитель" доетаточно ограшматься слайш скгншдкй;

волш в усилнгело.Есх: козф&о&опт усшшаа С.а даака сзяштй среда I, то 7la^(I)=j-+(0)eïp(GX), J+iU)J=KÎ7"ior<I)l2 (Я - кос^.фвдзаг отражения выходного зеркала ^сагйтеля), к нэ (15) следует: zJtt'(J,P) ■ • е>ф(201)=1. цдяястввннам олрэяеляща,; сераюгрсм сдухат q*zîî-

Jt(0)=a-JP(J,P) P=f2pa, J=7Îû2

(15)

•ехр(2С1); с уменьшением д система переходит к мягкому режиму— <КР.

Условия воэбундегаш жесткого режима здесь: Р«0,14; /=2,2. Таким образом, жесткий режим имеет порог как по сечению спонтанного рассеяния, сСоспечиваэдему достаточную величину обратной связи, так и по интенсивности накачки — в точной согласии с экспериментом, ключевой для задачи обнаружения рассеяний с малики сечениями вывод состоят в том, что в рассмотренной схеме порог эффекта по интенсивности накачки на два порядка ниже, чем в традиционной (Р=30).

В §4.5 описан режим генерации гигантских импульсов; принято соот-йетствуадее указавший приложениям стационарное ВР-приблигегие, оправ-дашое, когда обратная ширина спектра ВР значительно короче ишульса накачки, следовательно инкремент ВР -¡--¿ш-' мал. Решение здесь представило в ЭИД8 J±{Z,t)-<2t(tlZ/C)eX1i){*GZ), функт-я ©±(т/с) СВЯЗАНЫ разностными уравнениями Ф_(1+21/с)=дФ_(Г)?га>_(1),Р(?)), ®+<Ш охр(2£?£)=©_ При лрешяении жесткого порога генерируется си-

гнал длительностью -1/с<<х — происходит укорочение импульса.

В и.б представлено исследование генерации красителя в КК-матри-це; здесь имеет место своеобразная "интерференция" двух фазовнх не-

Рис.З. Забисилость оп накачии Р иженсиЗтст «7 волны га выходе регенеративного усилшем.

Рис.4. Фотхза выходного итулъса схеми о ВР-верналол. Пунктир — шиирирущий шлулъс.

реходов различной природы—возбуждение лазерной генерации к возникновение ориентационкой упорядоченности генерирукких молекул. Параметры генерации такого лазера критическим образом зависят от температуры: экспериментально зафиксировано падение в несколько раз пороговой мощности лазерной накачки и "синий" сдвиг длины волна генерации, достигввдяй ~100л. *' В волновой картяне причина аномалий—лрадоерэ-ходное увеличение статистической; неоднородности лазерной среды, ведущее к росту интенсивности рассеяния и делаидее возвдпшм возникновение стохастической РОС [2.24).

Расчет статистики неоднородного НЖК в фоккер-плашсовском приближении дает явные зависимости от т (нормированной отстройки температуры от критической) средках значений' для нормированного параметра порядка. При а>|, в изотропной фазе: <т)>=<т)3>=0, <т|2>= (2ктГ1

Кигойа Б. а г а1. Appl.Phys.Lett. ,1976, 29, 737; Лконян С.А. и др. Письма Ж.ТФ, 1979, 5, 531.

<ф=аГ' 1т+(2тог/2)гГ1. Здесь г)—пространстветю однородная компонента параметра порядка, | — его пространственные гармоники (период 2%/1,- I — толщина КК-образца), х — интенсивность тепловых шумоа упорядоченности. В упорядоченной Ж-фазе (т<|): <т)>=т}1=1 + (1~т)1/? <г)2>=т)^+Ггег}1(1-ч),''гГ,> <ф=ж",£2т)1(1-т)1/г+(2'Ш/1)г)~1 В области фазового перехода (t-|) флуктуации г/ резко растут: <т)>=т), (1+D)_t, <Tí2>=T)f(1+D)_1 + (2srx)"1. D=exp[i§3e(T-|)).

Рис.5 Изменение лоле-тов ориешационной функции распределения б снсресткосш фаэово-го перехода при ге=10; <т}> (1). <т)г>-<Г/>2 (2), <ф (3).

Эти результаты позволяют рассчитать, во-первых, на&ладаеиЫй сдвет длины водны- генерации в "синюв" область спектра, естественно связываемый со спонтанным рэлеевсккм рассеянием; дифференциальный коэффициент экстигсщки (Ш: (¿П=(.ьз1/)6,г^сг)7<05г>ск>, Ф — элемент телесного угла. Благодаря зависимости сй/й» от частоты происходит деформация контура усиления лазера ЛоЫ 1 + (.ю4Уг/)Су^ол1г)<Сег>] Г', смещение его максимума: (1^0)иГ1 = (Пг/сШ2<бег>, С£=т|(са/2сц) (аг/4а3), поэтому относительный сдвиг длина волны генерация равен: дя ' ^ " ',г'"

А

г ГУ iaf gg|gj- ea

[cXL¡ l 4сц J I 28«

г <ürf>

(16)

Оценка при типичных значениях параметров дает ЛЛ/ЛЯСГ? когда т-»о, значит, абсолютный сдвиг ДЛ~ЮНООл в согласии с экспериментом.

Пространственно неоднородные флуктуации обусловливают падение порога генерации в окрестности перехода; это вызвано появлением дополнительной стохастической РОС за счет обратного рассеяния на флуктуа-циял. Расчот, обоосаеткй результата §3.3, показывает, что относительное понижение пороговой интенсивности накачки

¿P kL

£а

г

64fe,?a,

3 - — ■--' (17)

9a*V (211 -i- (1 -i)1 /г 1+ (2%У\)г}

Р 2<1+Я)

где ог 3~ коэффщдентн разложения Ландчу—Декена. Оценка (17) дзет ЛР/Р-(ес/й||)г( 10^-4-103)—порог генерации падает в насколько раз (экспериментально— до 5-:б раз).

В пятой главе иследоваш возможности измерения материальная параметров квдкостей и жидких растворов с использованием ояткческЕХ катодов, связанных с далокалшость» оюслака.

Первый пример (§5.2) — самозоздействиз света в ХЕК, где внутримолекулярный и структурный механизмы нелокальности изменяют на только шштудниэ, но и поляризационные характеристики излучовш, приводя. з частности, к нелинейной оптической активности (ílíOA)— просо-., ршюнальному интенсивности повороту плоскости подяркзащш сб^те—н кодгше-йяому круговому дихроизму.

Овисаиае вяутрашлвкуляршго шханизма MOA доит рв&шжзв полл-ркзацдм по параметру В/2? ' (Б —внутримолекулярное ноль) я,с учзтои нелокальное*:!, по параметру с/Л (в—молекул;зрпай разбор)*' Х^сй;'1 r асг'та(3!ЕЕЗ(-рир<3)КЭТ2+...Усродш:шо по ерпеетацгаа ьмлеиул в но периода 2й/о шделязт слагаешз, отвочощкэ за са^овоз-

*'ахишое С.д., Жзршгоб в.и. Писька £эт®, 1967, б, 6U.

действие (181: р(3' (и.к)=х, (КЗ* }3+х2 СЕШ'ч^ С (ЕВ*)[Ш !• (Е* ЕкВЗ )Е).

Ьблиза тегжтсратура перехода в мезофаоу вяутрююлокулярннй механизм нолокалъности дополняется сильным структурным механизмом: элек-тромагсштное поле измеряет и функция распределения /('Г\г). Нецентро-скммстричность молекул через ван-дер-ьаальеовское взаимодействие проявляется л в сим,атрии /. причем пространственный масатзб а такой, структурной нецеятросимметричшсти определяется энергией ь«ша-декулярного взаимодействия, и его величина может быть существенно больше размера молекул. Соотсетствуяций вклад в иоляразацям спксывз-ет слагаемое зл^^Еу где параметр порядка с>,} кпшглпзирует свобо-энергию

10~ параметр мекмолекулярноЯ нелокальное™ ЕЖ,

В неупорядоченном 0=0 растворе оптически активнах колетсул ззмзпе-

ния амплитуд волн круговой поляризации Е±-Е^±*Е7 описывает система:

сИИ о

= -ав4+{[±р0 - -1[|Е+!гнЕ_|£) ± р,!г±|2 - ог!с;?!г]Е±. (19)

где 0=2жиР/о, р0 и 0 — линейные коэффициента оптичес-

кей активности п поглощения.

Решение састеш (19) лт гепэсредствекно измеряема! в эксперт,акте переменных—утла ориентации оллшеа поляризации ), углового момента ¡г-|А'_|2) и мптснсг-вяоети !7=|(|^!2+[г_|2)— даот полпкл на^ср-измерении охфедзлякцих комплексные, воойцэ говоря, коастакта из (19) -В полосе прозрачности (6~0:р*,.. .-1гпр0,о1...~0) интенсивность л угловой момент сохраняется ™(яН7(0), «(>")=Н(0). 'Угол поворота на единицу длины равен 0)*а'гШ0), и жемош-киэ его зависимости для строго линейно поляризованной на входе волш (&(0)=0)—прямой способ измерения константы нелинейной гирации р*.

Учет конечной в реальном эксперименте степени эллиптичности зондирующего излучения приводит к требованию, выполнение которого необходимо для уверенного выделения р^: О^ЧОЬ'-р^/а^а/?. — степень эллиптичности не должна превосходить 1(Г3-ИСГ4. Задачу определения конс-танти Мещера— Терхьюка (МТ) решает измерение зависимости Ф/г от 17(0) при варьировании й(0). Для исключения линейного поворота в любом случае яеобходкмо использовать схему вячиташтя; требуемую точность ее задает оценка р; №(0)- '<а/К)о' | Ь'|г~10"э+1 Р"3рад/см при а/к-10~1-5-10"3, а2~10"1о:-10"1гед.СГС в гигаватной плотности мощности.

Условия, когда существенна диссипация (Ог-1), требуют проведения дополнительных к лоляризациошщм энергетических измерений; В ситуация, когда мокно пренебречь „нелинейным поглощением о|, наряду с поворотом поляризации имеет место круговой дихроизм; показатели поглощения е± волн противоподскяих круговых поллрпзащй различны,З^е^р^,и на больших расстояниях любая волна приобретает чисто круговую поляризацию. Для линейной поляризации нз входе, оптимальной здесь но точности измерений, ч(г)=!7(0)ехр(-202)сй(2р^2), &(г)=И{г)-• Ш2р£г} — угловой момент ыгисстаален при г=2(2р^)"1йг$)1(рув)~б"1; г<х — естественное ограничение па толщину исследуемого образца. Поглощение огршгавазт вадпшейшй! поворот, |Ф-р^2|<|>'г'(0) |р'6+0^1 • *(бг-р*г)-1; условие выделение вклада 'нзлокальностл трудно выполнимо и измеренио р^ реально лишь яри наличия информации вцеокой точности о величинах 5 и р"0. Нелинейный позэрот эдкпеа при этом равен Ф' =1 - 1из1г(2рр2)+с11(2рд2) )ехр (-232), )/ (р; 0+с£р£>. В другом важном предельном случае сильного нелинейного кругового дихроизма: р|>р^/1У(0)> о![ г'(мапшодиполышй двухфотонный резонанс) систему (19) такжэ удается проинтегрировать: й'(2)=£2р^г7(0)/'б)17(2)> •311(62), !>Ч0)/!У(г)=ехр(25я)-ь\Ч£(д2)[2 р"К(0)/в1г, Существенно* что

механизм нелинейного вращения, связанный с нелокэлыюсгь», здесь подчеркивается—альтернативный механизм МТ проявляется только во втором порядке по интенсивности, iMp^p^iO) Jz+PjO^W2 (0)яг при zO-1, то есть действует лишь с расстояний, на которых из-за нелинейного дихроизма волна ухе приобрела заметный угловой момент.

Структурную пространственную дисперсии, реализующую ШОК яредпе-реходной фазы ХЖ [12], описывает варьирование (18). Уравнения для диагональных элементов Q±i отщепляются от полной системы: Q^+Q^-(%а/9аЛР;!У(0), что определяет общее для компонент. Я». изменение показателя преломления ггэ~[во+4%у^№(0)/27аЛТ)1/г. За изменение поляризации водны отвечают' компоненты -Q±2tQ :

— ЗС2С /7 ХУ

fd 1 2%iwi fä i 's iv

— » tpQk ----- Q.E-. ± - Q+ = ±—^ ИЖ- (20)

ßz °J 1 3noc ' * \dz Lj ± 3LQabT ~ *

Система (20) имеет еще два интеграла: суммарный угловой момент светового поля и поля ориентациошой упорядоченности й(«)-|<2+|г-•(2mL0abT/nc)=!HO), и 2%aKe(Q_E+£^)=3(1+2p0I0)aA24Q+|a, дополняющий его до эффективного лагранжиана. Яри LQ=0 (НЖК или УЖ вдали от точки перехода в мезсфазу) угловой момент поля сохраняется и поворот эллипса ф=[р'+р£(0)/ь ¡V(0)]2, L =ЩпссЛТ/1пгШ{0). Этот эффект

L> ' кл ;'Л с э а

нелинейной гирацил и нелинейного вращения эллипса поляризации бал зафиксирован; ' з отличие от внутримолекулярного механизма, он отсутствует при линейной поляризации падающего излучения.

Система (20) интегрируются точно (в эллиптических функциях) и прз произвольных граничных условиях. Изменения поворота эллипса, iiarccos öf (О) [ I 124Т (0) ■-X со) )/2з | S+1:2 f (О) -1В+12 Hp^z+i (ic-£). где ?=2(1+2p^t0)/J,0, тлеют осциллирующий характер. Параметр нелинейности

* * Inoue К. et al. Mol.Cryst.Llqu.Crys t., 1979, 51, 179.

- ЗА. -

£=61,оЬ^(1+2р1Ьо)'"г--(10"б-5-10"е1)Р Шт/см2); ррк ДР-С',1+1 К использование известких лазеров может дать а-0,1 (для сравнения—типичное значение

Рис.в.Угол покараю, эллипса пом-рИЗСЖИ в Х2Н Й2К фуШЩЬЯ полхлш. ЖК-жеШх при 5-0,5. йарюобая линия — поборота в НШ: паралеяр кривих т=-0,8 (I}; 0(2);0,5(3).

Епделенке нелинейшсго холэстерического вргаенкя на фэнз эффекта МТ возможно,во-первых,измерением периода осцилляция вращения при Езые-нетвги толщины ячейки, второй способ—использование линейной поляризации зоадгрукщой волны, что полностью исключает эффект МТ- Для температурной зависимости угла Ф =Ф-Рд2 характерна критическая расходимость при Д5'—»0; измерение точного индекса ее—естественный способ оценки температурной зависимости основного параметра холестерина 10.

Переход в §5.5 от нлосковолновых к дифракционным эффектам с анализом самофокусировки света в Ж [8) объясняет обнарукевдув оксперл-ментально ' устойчивость СФ относительно расслоения пучка на отдельные нити. Она связана именно с. нелокальностьи нелинейности, смягчав, щей лавинный процесс отклонения лучей, составляющих волновой пакет. В предпереходаом Ж действуют два основных механизма диффузионной

нелокальное?»: оркентадаонный, управляемой релаксационным уравнением

1 ЗС 2т

ть- + аГг-Гк = 1ЛР:С1 + —(21) 1 } 9

где I слабо зависит от температуры и связана с масштабом корреляции

*)МагазШ1а Лао П.У.С.Ь. ега1. РНуз.Кег.А, ',9(4, 10, 2457.

35 -

~2_ г 'П_гп* 1

Ъх флуктуация ориентации = а (Г-?*), т} — коэффициент вязкости,

и тепловой, которым управляет уравнение тепловпроводности

дТ ~ . аса , с р— = + - |£| (22)

Анализ (21) и (22) совместно с параболическим уравнением дифракции показывает, что при У—»Г* картина СФ заметно изменяется, в сравнении с локальной, например, керровской СФ. Пороговая мощность возрастает для механизма (21) в отношение 7[7Е1(-7)ехр(7)+П, где у= (а/£к)г. Нелокальность нелинейности вызывает осцилляции ширины пучка по г: период их увеличивается ~7~'. Оптимальный—в смысле скорейшего выделения в нить—размер неоднородности увеличивается: порог расслоения в 2+3 раза выше порога СФ пучка как целого ухе при 7<3+4.

Таким образом, использование .»К может оказаться полезным для формирования гладких световых пучков; необходима, однако, постановка детальных экспериментов,направленных на поиск соединения с оптимальными параметрами. В зависимости от успеха такого рода экспериментов находится и возможность определения параметров КК (радиуса корреляции Ък в стационарных и вязкости т; в нестационарных экспериментах).

Близкая феноменологически задача (§5.6) самовоздействия света в расслаивающихся растворах выясняет возможности определешм кинетических параметров, особенно вблизи точки расслоения. Стимулам здесь служит незавершенность теории таких систем, в особенности расслаивающихся при повышении температура [растворы с нижней критической точкой (НКТ)). Отсутствуют и детальные экспериментальные данные о параметрах состояния и кинетики. Величина, например, коэффициента подвижности I,,. связывающего поток массы с градиентом химического потенциала р., обнаруживается лшь через произведение Окдх/др.) ^ (х — концентрация, В — коэффициент диффузии). Возможность прямого измерения связана с включением быстрого внешнего воздействия на рас-

твор; достаточно эффективным оказывается.именно оптическое воздействие 117].

Уравнение непрерывности для плотности и концентрации, уравнения производства энтропии и сохранения макроскопического импульса в растворе сводятся при учете оптического воздействия к система из

дх есдД. 1 „ _

_ =-£ д. $ аг'1Ш' )|г-ОрЛ|£| (23)

61 ехрСр? ч» Ь

к (22) с ж=0. Здесь Д„—коэффициент термодоЗфузии, , (Ог/дх) ■

Сведение к вей обусловлено рядом требований, основиоэ из кг

—ограничение на длительность т оптического импульса: сррсг/аМО'1с<

<ТСГ| ае/б?| /ОсгсИ <Г?с.

Замыкает систему (22), (23) параболическое уравнение дифракции, учитывающее, вообще говоря, ориентащюнный (керровский). стрикнион-тй, тепловой к концентрационный механизмы с&чювоздэйствяя. Исключение первых двух возмошо при типичных параметрах растворов вплоть дб наносокундного диапазона. Тепловой и концентрационный механики различает зависимость определящих параметров от ширины а зовдирувдого пучка: для теплового механизма характерно пороговое значение саоргш: пучка Ъ='ухсс?\Е\г1, равное »т=хрс {~дп/дЩ10~3+10"1 Дз. Концентрационный механизм действует, в свою очередь, через два канала: тершда$Фузисшый. пороговой для которого является вели *ти У=сП1г1Е\г/8<х), УхТ= (рср!т)/Сб0т(агг/<9х)ЙгЫ0 Дж• с• см^ при '£~1СГ3с, и собственно диффузионный с пороговой плотностью эявриьз 1'=сп1\Щг/8%, их=(ргса)1~] (ап/&гГ22Гг.

Решение (22),(23) с параболически.! уравнением в безаббрационног приближении показивает, что зависимость концентрационных аффектов о-ширины пучка приводит к немонотонной в зависимости о© изменений о' толазшы кювета с раствором; расстояние, т котором вклада тепловоз

и, например, термодаффузионного эффектов становятся неаддитивными, (а3А) (7^/1?)1/2, в надпороговм режиме г<100 см. Эксперимент ' по наблюдению самовоздействия света в растворах нитрометан—п-анкловшшнй спирт (верхняя критическая точка) и 2,6-лутидин—вода (ШГ) зафиксировал изменения ширины лазерного пучка в зависимости от. интенсивности света и температуры. Обработка результатов эксперимента с помощью изложенной теории дает оценку £п примерно на три порядка выше ожидаемой; к естественно требуемому расширению статистики эксперимента этот сильный эффект требует и поисков адекватной микроскопической модели. Направление поиска подсказывает пример специфического для.анизотропных жидкостей механизма самовоздействия—гигантская ориенташюнная нелинейность ШК?*^ вызванная поворотом ансамбля молекул световой волной. Образование комплексов с корреляцией ориентация: молекул допуска», и в жидкости; характерный размер здесь—радиус ближнего порядка г . Поворот комплекса как целого под действием света при длительности (И—масса комплекса, т)—вязкость) мохио описывать уравнением 81л^й+д(ац-а1)1В|гз1п20 =0; фоккер—щипковская процедура дает среднее значение нелинейной поляризации Р^Я(ац-а1) |Е| Г~1, N — число комплексов. Величина ац-а^Да', 'Да' —анизотропия одной мслекули, т-г^ — число молекул в комплексе, зтот механизм компенсирует тепловую дефокусировку (именно отот экспериментальный факт дал оценку велташ: есл'' т^Щ^дтМЩТ. где У=|еотг|г|Лфср,. При 1-ПО~13ед.СГС и г~10~3 с получаем Время уст-эис&ташя здесь тг~49ггг^/йв71-VIгде 'св — время добаевской релаксации для одипочной молекулы;

©.В.Бункин И др. Письма ЙЭТФ, 1984, 40 , 339. ■ '

Зельдович Б.Я. н др. Письма ЖЭТФ, 1980, 31, 287,

для v~1Q3-H05 и -í-ICT11 с имеем а -1СГб+1СГэс, т.е. % «х и сделан-

X) X* г

ная шае оценка оправдана.

В этой модели списанная методика мозгэт послужить и, наоборот, для оценки радиуса блкхкего порядка гп в жидкой фазе. Основное ограничение- здесь связано с величиной анизотропии <Xjj—<хА; естественно ожидать увеличения еа б ассоциированных растворах, так как встраивание молекулы другого типа попинает, вообще говоря, сиглютри» комплекса.

Осношае выводи проведанного теоретического исследования эффектов неленальюети лквэШшх и первых нелинейных оптических. восприимчивое-теп гэдквх сред:

1. Для установления точечной группы симметрии конденсированной среда достаточно определить пекудювае шшонентц тензорных воспригм-члвостеЛ не выше шестого ранга. ШикальшЗ полный набор тройуащссся для этого исследования оигическйх зффоктов составляет, например, лл-нейноз двулучепрелсшвние, гедорашя второй, третьей к пятой диполь-шх гармоник, один из эффектов кзлокгльности отгшпса. Наличиэ априорных ограничений на стаметриа среда позволяет решать задачу ззссладс-ванием меньшего числа восприамчзшостей; для текстур ато кзадруноль-ная воспршзгщгазси^ отвечавшая sa генерации второй гьршЕки. Способность сйразогнБать текстуру (в задано« температурном гжзрцоз) 'сака связана с итерподяризуемостьа молекул; ¿остаточка: крэтзрдом

ШЗОГеГЕОСЕ". являотсп калосгь ку<5йчосхой ГКПврПО.пярпзуошсте gg з

сравкашш с линейной сц: ¡4i>0a3<o¡|.

. 2. гонераико второй гардазаки в текстурах }КК и ХЙК (сЕасгрпя и iB) в полосе хфоэрачностн допускает ляиь гдаьткпольная нелинейность. Квадратичная ¡шадруподькая Еэсптапаг-ншоегь в орл&нтацкохшз упорядочешой текстуре из ярсдаштшх кодекул по рвсчокй достигает 10~1О-:10""9сд.СГС, то ость сразш&ш с дглолыюй нажкэйксстья уявпч-

них кристаллов.

3. Сильные флуктуации ориентации в КЕК обеспечивают реализации синхронных взаимодействий ое-о и ее—о, запрещенного в регулярном 1ШК. Эффективность флуктуанионных механизмов нелинейности составляет 10~г+Ю~1 от эффективности регулярных механизмов. В реальных образцах ЖК конечной толщины L неустойчивость ориентационного упорядочения относительно разбиения на домена. в тон числе приграничные, приводит к появлению максимума в зависимости интенсивности гармоники от

толщины при b=10s100 мкы.

4. Обеспеченная структурным механизмом нелокальноста оптического отклика в ХКК пространствешо периодическая зависимость кубической воспришчивости позволяет определить как второй, так и четвертый моменты ориентацяонной функции распре деления. Экстиякционная дифракция ЗОКК частично когерентного излучения приводит к росту с толщиной Ъ степени его поляризации и радиуса когерентности г ~Ь1//г; плосковолновой механизм установления когерентности здесь имеет явнуз аналогию с механизмом Ван-Шттерта—Цернине для пучков конечной апертура.

5. Действие рассчитанного механизма нелинейности в ЗСЖ, в эави-сииости от соотношения между характерными масштабам!, связанными со степенью ориентационной анизотропии, геометрией взаимодействия и во-личиной нелинейности, допускает три рехима динамического рассеяния в ЗСЙК: маятниковые биения, экстингшонное расшивание и нединеЗннй зк-стшпсшюнный обмен энергией мажду проходящей и рассеяно!» вотн:,?л. м обратно, сильная орпентациошхая нелинейность НЕК позволяет фор:.оро-вать в мезофазе периодаческу» структуру при воздействии лазерного излучения. Время установления структура при превышении энергетического порога 10 и О3 Ди/см2 менызе длительности импульса, а время еез-ни составляет 10~5+10~7с.

6. В активной пространственно периодической среде пороговое усиление немонотонно зависит от скорости интерферирующей накачки. Рассчитанная оптимальная 'скорость накачки определяется снижением оф— фективноети распределенной обратной связи из-за выглаживания решетки йяверсяи при насыщении. Соответствующая неоднозначность зависимости пороговой скорости накачки от длины активной среда обеспечивает еоз-коашость как мягкого, так и жесткого, с генерацией короткого импульса, режима возбуждения.

7. Введенная квазисосредоточенная нестационарная модель РОС-лазера на несколько порядков сокращет время расчета параметров генерация, в частности, в рекиме релаксационных колебаний. Точность расчетов в этой модели не хуке 1+1 ОХ вплоть до двух-трехкратного превышения порога.

3. Схема распределенной обратной связи с использованием ячейки, в которой происходит Еинуаденпое рассеяние, в качестве одного из зеркал лазерного усилителя, обеспечивает укорочение инжектируемого импульса; интенсивность выходного импульса при этом оказывается на 1,5*2 порядка выше интенсивности входного при типичных значениях параметров. С другой сторонн, использование ВР-ячейки в цепи обратной связи усилителя позволяет на два порядка уменьшить значение пороговой для регистрации вынузденного рассеяния мощности накачки.

9. Реализация встречного параметрического взаимодействия волн в активной среде на квадратичной или кубической нелинейности позволяет осуществить преобразование частоты вверх, невозможное в среде без усиления. В оптимальной для параметрической РОС коллинеарной геометрии порог генерации не зависит от временной когерентности накачки.

10. Ориентаюшные флуктуации в предпероходкой области приводят к возникновению стохастической РОС в йК-ыатрице с активными молеку-

- 41 - -

лага красителя. Эта обратная связь вызывает падение порога генерации с приближением к точке фазового перехода и "синий" сдвиг длины волны генерации.

11. При достижимых уровнях мощности лазерного? излучения и точности измерения параметров, в том числе поляризационных, световых пучков исследование эффектов самовоздействия света на нелокальной нелинейности дает основу для методик измерения температурных зависимостей термодинамических первкатров жидкой среда — пространственного масштаба нелокальности б ХЖ, коеффяцнсштов подвютости и термо-диффуэии в растворах.

Основные результата диссертации опубликована а следующих работах:

1. Ляхов Г.Л. О еозмозяости создания искусственных сред, обладающих оптической активностью. — ЖЭТФ. 1973. Т.64. C.76S—770.

2. Ахканов O.A., Ляхов Г.А. Эффекты неоднородности оптической накачки в лазерах и в выпущенном рассеянии. Самовозбуждение за счет распределенной обратной связи. —ЮТ®. 1974. Т.66. С.96—103.

3. AxiiaHOB С.а". , Ляхов Г.А. Распределенная обратная связь в лазерах с нестационарной накачкой; возможности безрезонаторной генерации в ультрафиолетово?* диапазоне.—Письма в !1£Э?Ф.1974.Ф.'9. 0.470—474.

4-, Яяхоз Г.А., Пономарев Ю.В. Стационарный нелинейнШ режим генерации лазера с распределенной обратной связь». — Квантовая электро-шка. 197G. Т.З. 0.107-111.

5. Ляхов Г.А., Свирко Ю.Л.- Суязов Й.В. Порог возбуждения и выходная мощность лазера с двухфотонвой пространственно-периодической накачкой. — Вестник Московского университета» Сер. 3, физика, астрономия. 1977. Т.18. >2. С.78—80.

6. axmshc3 С.А., Ляхов Г.А., Суязов Н.В. Распределенная обратная связь в лазерах за счет параметрического взаимодействия: нестациона-

рные эффекта и нелинейный рекиы. — Квантовая электроника. 1977. 1.4. С.556—566.

7. Ляхов Г.А., Макаров В.А. Светоиндуцировапный переход из нема-тической в холестерическую фазу жидкого кристалла. — Вестник Московского университета. Сер. 3, физика, астрономия. 1977. Т.18. & 5. С.106—107.

8. Ляхов Г.А., Макаров В.А. Устойчивость самофокусировки лазерного излучения в изотропной фазе аздкого кристалла. —Вестник Московского университета. Сер.3.физика,астрономия. 1979.Т.20. й 4. С.3—7.

9. Ляхов Г.А., Свирко Ю.П. Анизотропные свойства лазерного генератора и усилителя на красителе в зждкокриеталлической метрик. — Квантовая электроника. 1979. Т.б. С.2490—2493.

10. Ляхов Г.А., Макаров В.А. Формирование простргнствоной когере-птностя и поляризационных свойств электромагнитного излучения в средах с пространственной дисперсией. — Известия. ВУЗов. Сер. радиофизика. 1979. Т.22. С. 1453—1460.

11. Ахманов O.a., гршшякя Б.А., Ляхов Г.А., Пономарев Ю.В. Когерентные свойства рентгеновских источников и с-ф&зкти когерентности в рентгеновской оптике. II.Динамическое рассеяние частично когерептно-го рентгеновского излучения в кристаллах.— Вестник Московского унк-верситета. Сер.3,фаз.,астр. 1980. Т.21. . С.38—44.

12. Ляхов Г.А., Макаров В.А. Нелинейная оптическая активность изотропной фази холестеркчоского жидкого кристалла,—Оптика к спектроскопия. 1980. Т.49. С.1003—1010.

13. Ляхов Г.А., Макаров В.А. Самовоздействке электромагнитных волн в периодически неоднородной среде: дща;яте9ское рассеяние света холестерическиш кидздаш кристаллами. — Известия ВУЗов. Сер. радиофизика. 1981. Т.24. С.373—382.

14. Ляхов Г.д., свирко Ю.П. Генерация второй гармошки оптического излучения в орментациокно упорядочении* жидкостях. — ЕЭТФ. 1981. Т.60. С. 1307-1316.

15. Ляхов Г.А., Свирко Ю.П. Генерация второй оптической гармоники в ориентационко упорядочажш растворах органических молекул. — йз~ вестал Ail СССР. Сер. физическая. 1931. Т.45. С.91Т—923.

16. Ляхов Г.А., Свирко Ю.П. Удвоенно частота света в явдгак ;сряс-таядах; оптяшагшя тодаюпо образца. — Квантовая электроника. 1931. 1.8. С.2245—2248.

17. Букш! О.В., *1яхов Г.А.» Павлов К.Ф., ИЬлаонэв Т.Д. О коицен-трмггокпоч механизма сзковоздеСствия свота в рзсслаяваздася гзадких растгордх. - И'ПК',а в 1332. Т.35. С.251-253.

18. айКгяпо» й.л., lyaKhov О.Л., iteisarov Ч.А., ¿'harlkor V.I, Theory оi гсЩ1ш.гт optical activity in isotropic nedia апй liquid tsxy-oi«lo.optica Acta. 1S82. 7.10. ?.1359-13C9.

19. Лххоэ Ю.Я., 5одотсва й.М, ЗаЕиадгссть яарагхтров задокрастаятлзскаЯ упорядочопкосй! от мояэяудяркой кпюрюигрмуе-!'г'сгл. -• лвачтеззя гылггероипка. 1982. 7,9. С.2341 —2343.

20. л;ши> Г./,., Uamjpco В.А. Фасовай пзтход язо5ргшйЯ яадкссть-голгстсрлчосд'сгй аигспй jgaresrow; связь оята структур-'* с орзвятакпся-

коа ухюрпдо'кг-тостаа.— Краишз сообщ.пэ сдзаке <BlAH.1S33Jj4. С.З—У.

21. Лшга Г.л., Свпртсо Э.П. тяуктуагшоншгй ивхгшсм удесомия частота сптнчйского излучения в птдкзх кристаллах. — Квантовал одэкт-ротака. 1933. Т.10. 0.1343—(3^8.

22. Ляхов Г.л., Су.чзоп Н.В. Теория нестрцпонарной генерации локера с распределенной обратной связь». Модель эффективной добротности. — Кзентовея здэктроняка. 1933, Т.10. С. 1572—1500.

23. Ляхов Г.Д., Макаров В.А.- йазовне переходи в холэсторячеашх

кидких кристаллах — учет реальной оптической активности мезогенных молекул. — Вестник Московского университета. Сер. 3. физика, астрономия, 1985. Т.26. Л4. СкбТ—70.

24. Ляхов Г.А.. Свирко Ю.П. Теория лазера на красителе в незоген-ной матрице вблизи перехода в жидкокристаллическую фазу.—Квантовая электроника. 1985. Т.12. С.2059—2064.

25. Кожевникова И.Н., Ляхов Г.А. Вынужденное рассеяние—нестационарный механизм распределенной обратной связи.—Краткие сообщения по физике ФИАН. 1985. » 11. СИ4-18.

26. Кожевникова И.Н., Ляхов Г.Л. Эффекты распределенной обратной связи в активных средах. Теория и физические приложения.—В кн: "Нелинейная оптика и нелинейная акустика жидкости", под ред. Ф.В.Бушси-на (Груда ИОФАН. Т.б). М.: Наука. 198?. С.3-23.

27. Ляхов Г.А., Свирко Ю.П. Преобразование частоты, сашшэдейст-вие света и лазерная генерация в ориентационно упорядочошшх жидкостях.— В кн: "Нелинейная оптика и нелинейная акустика гадкоеш", под ред. Ф.В.Бушаша (Труды ИОФАН. Т.б). Ы.: Наука, 1987. с.24-102.

28. Бункин Ф.В.,Давыдов М.А..Кожевникова И.Н.,Ляхов Г.А. «Шшшлов К.Ф. Лазер с распределенной обратной связью за счот вшуаденного рассеяния.—Известия АН СССР. Сер.физическая. 1988.Т.52.С.407—409.

29. Давыдов М. А.,Ляхов Г.Д..Сатьгев Е.Р;,Шипилов И.О. Аномальное вынужденное рассеяние на флуктуациях анизотропии в расслсешом растворе.—Известия АН СССР. Сер. физическая. 1989. Ï.53. 0,1576—1580,

30. Ляхов Г.А., Свирко Ю.П. Нелинейно-оптические методики опроделения класса крясталдическоЗ симметрии. — Известия АН СССР. Сор. физическая. 1989. Т.53. С. 1581 -1585.

31. Ляхов Г.А.,Свирко Ю.П. Оптические реализации параметра порядка для плавления.—Оптика и спектроскопия. 1990. T.CQ. С.580—585.