Спектральные и кинетические особенности светоиндуцированного дрейфа (СИД) частиц со сверхтонким расщеплением уровней тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

РГВ ОД 1 1 НОЯ 1996

IIa iipauax рукописи

ШЧШЛЛСШ Тнмофий Иванович

СПЕКТРАЛЬНЫЕ И КИНЕТИЧЕСКИЕ ОСОБЕННОСТИ СиЕТОИНДУЦИРОИЛШЮГО ДРЕЙФА (СИД) ЧАСТИЦ СО СВЕРХТОНКИМ РАСЩЕПЛЕНИЕМ УРОВНЕЙ

Спсциальпос/гь: Ul.U'I.U.r> - Оптика

Автореферат диссертации па сопе.каиие ученом стснепн кандидата фтико-ма! ематнчсских наук

IlonuciiGiipcK-l'jyü

Работа выполнена в Институте автоматики п электрометрии Сибирского отделения Российской Дкадемнп наук

Научный руководитель:

доктор физико-математических паук,

Профессор

Ф.Х.Гельмуханов

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических паук, профессор А.М.Тумайкнп, Новосибирский государственный университет, г.Новосибирск,

Ведущая организация:

кандидат физико-математических наук Т.А.Вартанян

Государственное предприятие, Псероспйскпй научный центр ['ОН им. С.И.Шишлова, г .С.-Петербург

Институт физической химии Российской академии наук, г.Москва.

Защита состоится 191)6 г. в .¿¿'час.

на заседании диссертационного совета [(003.00.01 но присуждению ученой степени кандидата физико-математических наук в Институте, автоматики и электрометрии СО РЛ11 /630090, г.Новосибирск, Университетский проспект 1 /.

С диссертацией можно ознакомиться и библиотеке Института автоматики и электрометрии СО РАН.

Автореферат разослан " 1..У 1У У 6 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических паук

Jl.lt.Нльнчеп

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ

Актуальность темы. Газовая кинетика в поле лазерного излучения является актуальной и интенсивно развивающейся областью физики, возникшей на стыке двух дисциплин - нелинейной спектроскопии и кинетической теории газов. Одним из наиболее важных и перспективных для исследования является эффект светоиндуцированного дрейфа (СИД), поскольку с его помощью можно, в частности, получать важную физическую информацию о транспортных характеристиках атомов и молекул в основном и возбужденном состояниях, выявлять тонкие детали во взаимодействии сталкивающихся частиц.

Целями работы являлись изучение спектров поглощения и эффекта СИД частиц со сверхтонким расщеплением уровней, теоретическое изучение эффекта СИД с учетом зависимости транспортных характеристик поглощающих частиц от скорости, выявление подходящих объектов и условий для экспериментального наблюдения аномального СИД атомарных газов, анализ динамических проявлений аномального СИД и эффекта СИД при немонохроматическом возбуждении.

К началу работ по теме диссертации СИД был экспериментально и теоретически исследован как в атомарных [1, 2], так и в молекулярных [1, 3] газах. Аномалыш СИД экспериментально зарегистрирован для целого ряда молекулярных газов (см. например, [4, 5, 6]), в то время как аномальный СИД атомарных газов, предсказанный в [7, 8, 9], еще не наблюдался. Подробный обзор работ по теме диссертации приведен во Введении.

Научная новизна.

1. Предсказаны спектральные аномалии линии поглощения монохроматического излучения в условиях сильной оптической накачки.

2. Разработана реалистичная теории СИД с использованием иолу-эмпирических межатомных потенциалов взаимодействия для произвольного соотношения однородной и доплеровской ширин линии поглощения и произвольного соотношения масс активных и буферных частиц.

3. Впервые проведены расчеты СИД атомов рубидия в буферном газе криптоне и найдены необходимые условия для возникновения аномального дрейфа в этой системе.

4. Предсказаны спектральные аномалии СИД не связанные с зависимостью частот столкновений от скорости, а обусловленные оптической накачкой по компонентам сверхтонкой структуры основно-

го состояния и асимметрией каналов спонтанного распада сверхтонких подуровней возбужденного состояния.

5. Предсказаны и детально исследованы автоколебания газа под действием аномального СИД,

6. Предсказан и численно исследован распад первоначального "облака" поглощающего газа на два дисснпативных солитоиа под действием эффекта СИД при немонохроматическом возбуждении.

Основные положения, выносимые на защиту.

1. При определенной величине сверхтонкого расщепления основного электронного состояния атомов в условиях оптической накачки спектр поглощения содержит "резкие" спектральные особенности, которые подчеркиваются при наличии асимметрии каналов спонтанного распада компонент сверхтонкой структуры возбужденного состояния. Пары атомарного рубидия 85,87Я6 могут с успехом использоваться для экспериментального обнаружения предсказанных спектральных аномалий.

2. Обобщение модели сильных столкновений на случай зависимости частот столкновений от скорости позволяет описывать аномальный СИД в случаях произвольного соотношения масс поглощающих и буферных частиц и произвольного соотношения однородной н доплеровскон ширин линии поглощения.

3. Асимметрия каналов спонтанного распада в условиях оптической накачки ярко проявляется в частотной зависимости скорости све-тоиндуцнрованного дрейфа атомов рубидия в области малых давлений. Эффект оптической накачки приводит к немонотонной зависимости амплитуды скорости дрейфа от давления в области малых давлений.

4. В температурном интервале 700ЛТ < Т < 1600Л' зависимость транспортных частот столкновений от скорости приводит к возникновению аномального СИД атомов рубидия в буферном газе криптоне при возбуждении В\~ линии атомов рубидия.

5. В условиях оптической накачки при немонохроматическом возбуждении эффект СИД приводит к формированию дисснпативных солнтонов, причем возможен распад первоначального облака поглощающего газа на два дисснпативных солнтона, движущихся в противоположных направлениях.

0. Эффект СИД способен возбудить автоколебания поглощающего газа благодаря аномальной спектральной (и, как следствие, температурной) зависимости скорости светоиндупированного дрейфа.

Апробация работы

Основные результаты Диссертации докладывались на Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (КИНО 1995, Санкт-Петербург), на конференциях и семинарах ИАиЭ СО РАН, и опубликованы в б печатных работах.

Структура и объем работы.

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения, в котором кратко сформулированы основные результаты. Общин объем работы составляет 124 страницы машинописного текста, включая '29 рисунков. Список цитируемой литературы составляет 94 библиографических названий.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Напомним физические основы исследуемого газокинетического явления - светоиндуцированного дрейфа (СИД) [10, 11, 1].

Пусть один из компонентов газовой смеси поглощает монохроматическое излучение на переходе д — т, частота (ы) которого отстроена на величину Г2 от резонансной частоты перехода штд. Вследствие эффекта Допплера с излучением взаимодействуют преимущественно те поглощающие частицы, скорость V которых находится вблизи резонансных значений, определяемых соотношением: кь — И, (И = ы —итд), где к-волновой век тор излучения. Это селективное по скоростям возбуждение приводит к возникновению противоположно направленных потоков поглощающих частиц в основном и возбужденном состояниях. Известно, что транспортные характеристики частиц в основном и возбужденном состояниях различны (по отношению к столкновениям с буферным газом). Следовательно, потоки поглощающих частиц в основном и возбужденном состояннх испытывают различное трение в буферном газе, не компенсируя друг друга. Результирующая сила, действующая на поглощающий газ со стороны буферного газа, оказывается отличной от нуля-возиикает светонндуцироваииый дрейф (СИД) поглощающего газа, кол-лииеарный волновому вектору излучения к.

Во Пведении диссертации кратко изложены физические основы СИД, приведен обзор работ по теме диссертации. Далее приведены цели и задачи исследования и сформулированы положения, выносимые па защиту.

Глава 1 посвящена теоретическому изучению спектров поглощения монохроматического излучения атомами с большим сверхтонким (СТ) расщеплением основного электронного состояния в условиях оп тической накачки.

Рассмотрим газ поглощающих частиц со сверхтонкой структурой основного и возбужденного (т) состояний, находящийся в смеси с буферным газом и взаимодействующий с резонансным монохроматическим излучением (и, к- частота и волновой вектор излучения). Вырождение СТ подуровней по направлениям магнитного момента учитывается введением статвесов. Данный подход вполне обоснован, так как наличие даже слабого лабораторного магнитного поля приводит к прецессии магнитных моментов н перемешиванию заселениостей магнитных подуровней. Ограничимся также приближением слабой интенсивности излучения, считая, что доля частиц в возбужденном состоянии мала. Распределение по скоростям частиц » основном состоянии предполагается максиелловским.

В рамках указанных предположений сумма вероятностей поглощения по всем разрешенным переходам определяется выражением

РМ = = /ИЧУ) Е ^ £ ВцЪМ' (!)

¿,7 ] =1 *

где I- интенсивность лазерного излучения, И^у)- распределение Максвелла, В{]~ второй коэффициент Эйнштейна для перехода j — г (везде далее индекс 3 нумерует СТ подуровни основного состояния, а индекс г- СТ подуровни возбужденного состояния). Однородная полуширина линии поглощения Г(и), входящая в лоренциан У^(у), в общем случае зависит от скорости и является суммой спонтанной Гт/'2 и столкнови-тельной -у(ь) полуширин: Г(и) = Г,„/2 + у(ь).

В выражении для р(у) (1) кроме У); (у) от частоты излучения и зависят также и относительные заселенности ХУ] компонент СТС основного состояния. В этом состоит одно из проявлений механизма оптической накачки, когда излучение способно "перекачивать" частицы между компонентами / н п СТС основного состояния.

Экспериментально регистрируется полная вероятность поглощения р в единицу времени в расчете на один поглощающий атом

р = /р(уу/у = £ Ю) £ ВцПхц), (2)

где /(х)-~ хорошо известный фойхтовский контур, ж,^- = (ш — )/(&«)-безразмерная отстройка частоты и излучения от частоты соответствующего перехода в атоме; х>- наиболее вероятная скорость поглощающих атомов.

Анализ спектра поглощения (2) атомов со сверхтонким расщеплением уровней начат в § 2 Главы 1 с наиболее простой ситуации, когда сверхтонким расщеплением возбужденного состояния можно пренебречь. В этом случае справедлива трехуровневая модель (т- возбужденное состояние, п и /- СТ подуровни основного состояния д). На рис.1 приведены расчеты спектра поглощения (2) частиц с симметричной трехуровневой схемой (<7; = дп) при некоторых характерных значениях величины СТ-расщепления основного состояния Д = и;п/(£г>). При А = 4 и меньше линия поглощения представляет собой симметричный гладкий контур, с максимумом при х = 0; х- безразмерная относительная отстройка (в единицах кг>) от средней частоты атомных переходов. Однако примерно со значения Д = б в контуре линии поглощения неожиданно возникает субструктура. В начале она проявляется в виде относительно узкого провала при х = 0, затем (при увеличении

Рис. 1: Вероятность поглощения р(х) (2) трехуровневой частицы, нормированная на значение в максимуме, (а)- А = 4; (Ь)- А = 6; (с)-А = 8; (<!)- А = 12; Положение переходов / — тип — т отмечены вертикальными черточками на оси х.

А)- в виде двух симметрично расположенных "горбиков". С ростом А расстояние между ними увеличивается, а сами они становятся все менее выразительными. При А > 10 контур линии снова становится практически сглаженным. Характерно, что положения особенностей в контуре линии не совпадают ни с какими реальными внутриатомными переходами. Выяснено, что они целиком обусловлены спецификой фонхтовского контура/(х). При большом доплеровском уширенни функция /(х) имеет явно выраженную двойную структуру: резко спадающую (по гаус-совому закону) центральную часть и относительно плавно спадающие лоренцевы крылья. Установлено, что данные аномалии в спектре поглощения могут возникать только при определенном соотношении между величиной А и у = Г/(кь).

В несимметричной трехуровневой системе г/; ф дп, где линия поглощения смещена в сторону перехода с большим статвесом нижнего уровня, отмеченные особенности качественно сохраняются, как и их расположение на шкале частот, но приобретается асимметрия в их ам-

87Rb

ЛЕ (MHz)

5p2P

1/2

267

157

5Р2|Э3/2 72

812

6835

5s2S1/2

85

not. 3 2 1 О

Rb

ЛЕ (MHz)

5p2P

5saS

121

63

Э2Р„,„ 29

362

1/2

3036

1/2

not. 3 2 1 О

1

Рис. 2: Схемы уровней 5p2Pi/2, §Р2Рз/2 >5s2.Si/2 атомов рубидия 85'87Д6 (i)i-, 1>2- линии). F- полный угловой момент атома; АЕ (в MHz)- расстояние между подуровнями СТС; д- статвес подуровней. Обозначения уровней, используемые в тексте, приведены в колонке "not".

плитудах.

В § 3 Главы 1 анализ выражения (2) проведен с учетом СТС возбужденного состояния. Показано, что в определенных условиях отмеченные спектральные особенности в линии поглощения могут быть радикально усилены.

В заключительном § 4 Главы 1 показано, что хорошим объектом для экспериментального наблюдения обсужденных выше спектральных аномалий могут служить пары атомарного рубидия. Необходимые для расчетов параметры переходов 85,87/?6 приведены на рис. 2 [12]. При комнатной температуре доплеровскнй параметр для рубидия есть кТ> ~ 300МНг, так что минимальное значение величины у составляет у = Г/(кг>) = Гт/(2кь) ~ 0.01 (при нулевом давлении). Наиболее показательны спектры поглощения монохроматического излучения на резонансных переходах атомов 87Л6. Они представлены на рис.3 (сплошные линии- давление Р = 0) при указанных значениях ку и у. На рисунке видны четко выраженные спектральные аномалии (при Р —► 0).

Рис. 3: Вероятность поглощения, нормированная на значение в максимуме для случаев (а)- возбуждение D,(Ь)- возбуждение D?- линий атомов IIb. Положения переходов отмечены вертикальными черточками слева направо: (а) / — 1,2 и н — 1,2; (Ъ) I — 1,2,3 и п — 0, 1,2.

Столкновения с буферным газом даже при его относительно низком давлении приводят к существенному "замыванию" (сглаживанию) спектральных особенностей. Благородные буферные газы осуществляют эффективный обмен внутри СТС возбужденного состояния. Так как эффективность столкновений с переворотом ядерного момента чрезвычайно мала для инертных буферных газов, то столкновения практически не влияют на заселенности CT- подуровней (/ и ?i) основного состояния.

Изменение однородной ширины линии Г и частоты перемешивающих столкновений ит с изменением давления буферного газа мы описываем характерным параметром QM Hz/Torr [13]. Возникающая при этом трансформация спектров поглощения представлена на рис.3. Хорошо видно, что уже при давлении Р = '2Тогг происходит почти полное "замывание" всех спектральных структур, и спектральная линия становится гладкой. Главная причина такого "замывания"- столкно-вительное перемешивание компонент СТС, а ударное уширение в этой

деформации играет несоизмеримо меньшую роль.

Глава 2 посвящена изучению эффекта СИД с учетом зависимости транспортных частот столкновений от скорости. С этой целью в § 2 этой главы развита достаточно общая теоретическая модель эффекта СИД многоуровневых поглощающих частиц с зависящими от скорости транспортными частотами столкновений. Для столкновений поглощающих частиц (в основному и возбужденном-ш состояниях) с частицами буферного газа использована следующая модель для интегралов столкновений (см., например [14])

зд = + • к = 9'т ; (3)

здесь рт(V) = и Ря(у) — суммарные распределения по

скоростям частиц в возбужденном (т) и основном (д) состояниях; частоты столкновений с потерей направленного движения (транспортные частоты столкновений).

Концентрация поглощающих частиц предполагается малой по сравнению с концентрацией буферных частиц, поэтому столкновениями поглощающих частиц друг с другом мы пренебрегаем. Легко убедиться в том, что интеграл столкновений (3) обеспечивает сохранение числа частиц и устойчивость максвелловского распределения.

Скорость светоиндуцированного дрейфа с учетом конкретного вида интеграла столкновений (3) определяется выражением

полученным в предположении, что функция распределения является суммой изотропной части и неизотропной части. Вероятность поглощения р(у) определяется формулой (1).

Такого вида выражение для скорости дрейфа было получено ранее в работе [15] в предположении, что функция распределения является суммой максвелловского (равновесного) распределения и неравновесной части, пропорциональной р(у). Формула (4) получена нами в рамках более общих предположений, так как в введенной модели и изотропная, и неизотроппая части функции распределения могут быть неравновесными. При этом, представление функции распределения в виде суммы изотропной и неизотропной частей однозначно соответствует модели изотропного прихода интеграла столкновений (3).

В конкретных расчетах транспортные частоты ^(и) вычислялись с помощью численных потенциалов взаимодействия атомов рубидия и

криптона [16, 17]. В § 2 Главы 2 введенная модель применена для вычисления частотной зависимости скорости светоиндуцированного дрейфа атомов рубидия (схемы уровней приведены на рис.2) в буферном газе криптоне. Показано,что в области малых давлений и при комнатной температуре эффект оптической накачки и наличие СТС первого возбужденного состояния атомов рубидия (см. рис. 2) приводят к некоторым тонким эффектам как в частотной зависимости скорости дрейфа, так и в зависимости скорости дрейфа от давления. Оказалось, что при этих условиях спектральные аномалии скорости дрейфа не связаны c. зависимостью транспортных частот столкновений от скорости (§ 2 п. 1). Выяснено, как спектральные аномалии линии поглощения отражаются в частотной зависимости скорости дрейфа и зависимости скорости светоиндуцированного дрейфа от давления.

Известно, что для 2-х уровневой поглощающей частицы максимальное значение абсолютной величины скорости дрейфа (ита1!(Р)) имеет максимум при Р —► 0 и монотонно убывает (почти по закону 1 /Р) с увеличением давления. В нашем случае асимметрия каналов спонтанного распада и оптическая накачка приводят к немонотонной зависимости итах{Р) в области малых давлений. Действительно, амплитуда "аномального" резонанса в спектре поглощения существенно уменьшается даже при небольшом увеличении давления (от 0 до 0.1 -т- 0.5Тогг) (см. рнс.З(Ь)). Аналогично обстоит дело и с Di~ линией 85Rb. В соответствии с этим резко уменьшается и,пах(Р) как функция давления (см. рис.4а). При дальнейшем увеличении давления увеличивается коэффициент поглощения из-за столкновительного упшрения линии, что уменьшает оптическую перекачку между СТС компонентами основного состояния. Следовательно, увеличивается и игпах(Р), что отражено на рнс.4(а) для случая Ü2~ линии S5,87Rb. Этот эффект имеет место и в случае D\— линии 85,87/?6 и проявляется в том, что величина и,пах(Р) монотонно возрастает при увеличении давления от 0 до Ро (рис.4(Ь)). Максимум функции и,Пах(Р) (рис.4(а),(Ь)) в точке Р ~ Р{) соответствует соотношению vm ~ Гт. При Р > Ро величина итах{Р) убывает почти по закону \/Р с увеличением давления, как и в случае 2-х уровневых поглощающих частиц.

Далее в Главе 2 (§ 3,п.2) вычислены частотные зависимости скорости светоиндуцированного дрейфа атомов рубидия в криптоне (например, 65Rb- на рис.5). С помощью расчетов скорости дрейфа в моделях с зависящими и не зависящими от скорости транспортными частотами столкновений, выявлены условия, в которых возникает аномальный СИД, в частности, интервал допустимых температур: 700А' < Т < 1600/v.

60

20

I I I I I I I

(а)

хб

и-^а.

! Г : /'

"i t

! /' i /

ч i

; ■ ! •

I I l l I I l I I l

01 23456789 10

P (Torr)

О 6 12 18 24 30 P (Torr)

Рис. 4: Зависимость итах:(Р) от давления Р.

(а)- случай возбуждения £>2_ линии 85,87Я6; (Ь)- случай возбуждения Г)\ — линии 85'87ж □ - 85т, Щ - 87яь

Причиной возникновения аномального СИД является неодинаковость зависимости 1>к(у) для основного (д) и возбужденного (т) состояний и, как следствие, возможность изменения знака фактора

УдЬ>) - Ут(у) ...

при определенном значении скорости. Если температура газа находится в некоторой окрестности критической температуры То (при которой оказываются равными коэффициенты диффузии поглощающих частиц в основном и возбужденном состояниях в буферном газе), то в скорость дрейфа (4) дают сопоставимые вклады частицы как с положительным, так и с отрицательным значением фактора (5). Зависимость частот столкновений от скорости способна существенно изменить частотную зависимость скорости дрейфа (по сравнению с результатом расчетов с постоянными частотами столкновений), вплоть до появления дополнительных нулей на графике и(я). Как показывают численные расчеты (например, рис.5(а),(Ь),(с),(с1)), аномальный СИД атомов 65,87ЛЬ при

-6 -4 -2 0 2 4 6

I ' I ' I ' I 1 I 1 I (С) -

Рис. 5: Аномальная частотная зависимость скорости светоиндуцирован-ного дрейфа 85Ш в буферном газе криптоне при возбуждении линии атомов 85т. (а)- Т = 600Л'; (Ь)- Т = 900/1'; (с)- Т = 1250ЛГ; (с!)-Т = 1600К. Р = ЪТогг; I = 1 Вт/см2. Переходы / - 1,2 и п - 1,2 обозначены слева направо вертикальными черточками по оси отстроек

х.

возбуждении излучением D\- линии возникает в буферном газе криптоне (Кг) в температурном интервале 700Л' < Т < 1600/4". Именно в этом температурном интервале необходимо учитывать зависимость частот столкновений от скорости при вычислении скорости дрейфа (4).

В области более низких или, наоборот, более высоких температур зависимость частот столкновений от скорости в выражении (5) слабо сказывается на частотную зависимость скорости дрейфа. В этих областях можно с хорошей точностью использовать не зависящие от скорости частоты столкновений при вычислении скорости дрейфа (4).

В § 3 Главы 2 сравниваются модель газа Лоренца [9] и более общая модель (3) для вычисления скорости аномального СИД атомарного лития в неоне. Оказалось, что обе модели качественно одинаково предсказывают аномальный СИД в системе Li — Ne в практически совпадающих условиях. Но в количественном отношении результаты этих двух моделей могут сильно различаться, что указывает на ограниченную применимость модели Лоренца.

Глава 3 посвящена исследованию автоколебаний газа (например, атомарных паров лития в буферном газа неоне) под действием аномального СИД. Рассматривается узкая и длинная ячейка с газовой смесью, состоящей из поглощающего и буферного компонентов, окруженная внешней средой с заданной температурой. В Главе 2 было показано, что при определенной отстройке скорость аномального светоиндуциро-ванного дрейфа может изменить свой знак при изменении температуры газа вблизи некоторой критической температуры Тс. Подобная температурная зависимость скорости дрейфа (и ос Т — Тс) указывает на неустойчивость стационарного состояния при Т =ТС. Качественный анализ (§ 1 Глава 3) устойчивости стационарного пространственно однородного состояния поглощающего газа показывает, что действительно возможны автоколебания температуры и концентрации поглощающего газа. Причиной этого эффекта является нелинейная связь между плотностью и температурой поглощающего газа. Качественные соображения (§ 1 Глава 3) и строгая теория (§ 2,3 Глава 3) показывают, что стационарное состояние в неограниченной ячейке неустойчиво, если за время перемещения (tu ~ D/u) неоднородности концентрации (а, следовательно, и температуры) поглощающего газа температура газа не успевает релакснровать к равновесному значению:

tez>tu. (6)

Здесь tex- характерное время теплообмена газа с окружающей средой; D- коэффициент диффузии; и- характерная скорость светоиндуциро-ванного дрейфа поглощающего газа.

Рнс. 6: Установившиеся автоколебания пространственного распределения безразмерной концентрации N поглощающего компонента; длина ячейки Ь = 60сл(; I- время (в сек.); 2- продольная координата (в см.).

В (§ 2 Главы 3) построена нелинейная теория аномального эффекта СИД с учетом теплообмена с окружающей средой. В (§ 3 Главы 3) проведены так же анализ на устойчивость для случая замкнутой ячейки длины Ь. Получена формула для критической длины ячейки Ьс, при превышении которой возможно развитие неустойчивостей. В § 3 с помощью численного решения соответствующей системы нелинейных уравнений исследованы автоколебания безразмерной концентрации N и безразмерной температуры 0 поглощающего газа для различных значений параметров задачи. Пример автоколебательного режима приведен на рнс.6, а на рнс.7- предельные циклы этого решения. Полученное решение имеет вид бегущих от левого к правому концу ячейки областей уплотнения поглощающего компонента.

В Главе 4 представлена общая теория формирования диссипатнв-ных солитонов иод действием СИД при немонохроматическом возбуждении в условиях оптической накачки компонент СТС основного электронного состояния. В работе [18] исследовался эффект СИД одноком-понентиого оптически плотного газа (находящегося в смеси с буферным

Рис. 7: Предельные циклы, соответствующие решению, изображенному на рис. 6 , в различных точках ячейки: (а)- z/L — 0.5; (b)- z/L = 0.9.

газом), частицы которого имеют сверхтонкое расщепление основного состояния. Было установлено, что при облучении газа белым светом в условиях оптической накачки компонент СТС основного состояния, зависимость скорости дрейфа ti(N) от оптической толщины N имеет существенно нелинейный характер, как схематически изображено на рис.8. В области 0 > N > N2 скорость дрейфа отрицательна и меняет знак в точке N2, оставаясь в дальнейшем положительной. В § 1 Главы 4 получены основные газодинамические уравнения для плотности поглощающего газа p(x,t) (в приближении одномерного описания, х-продольная координата, t- время). В § 2 и § 3 подробно рассмотрен случай u(N) < 0. Выяснено, что из первоначального распределения частиц спустя некоторое время сформируется диссипативнын солитон, движущийся влево (в отрицательном направлении оси х, т.е. противоположно направлению распространения лазерного луча) с определенной скоростью v . Причина образования диссипативного солитона - концентрация и взаимная компенсация нелинейного сжатия и диффузионного расплы-вания первоначального сгустка частиц.

Установлено,что площадь образующегося диссипативного солитона (число поглощающих частиц на единицу площади поперечного сечения ячейки, захваченных в диссипативный солитон) имеет некоторое максимальное значение Nc, для которого получено общее аналитическое выражение.

Рис. 8: Зависимость скорости дрейфа от оптической толщины Г"1;

N1- минимум, N3- максимум; N2- точка смены знака функции

В § 4, § 5 показано, что если общая площадь первоначального распределения частиц N<0« такова, что N<0* > N3 (см. рис.8), то первоначальный сгусток частиц газа распадается на две части, из которых образуются два диссииатпвных солитона, движущихся в противоположных направлениях, каждый со своей скоростью. Результаты численных расчетов этого "распада" представлены на рис.9 в различные моменты времени.

В целом в Главе 4 проанализированы ассимптотики диссииативно-го солитона (передний фронт и "хвост") при различных площадях дис-сипативных солитонов. Аналитически решена проблема о количестве захватывающих частиц, форме, скорости движения и условиях образования диссипатнвных солитонов при немонохроматическом возбуждении.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ.

1. Предсказаны спектральные аномалии линии поглощения монохроматического излучения в условиях сильной оптической накачки, предложено использовать пары атомарного рубидия в качестве экспериментального объекта для обнаружения этих спектральных аномалий.

2. Разработана достаточно реалистичная теория СИД, свободная от ограничений на соотношение однородной и доплеровской ширин линии поглощения, на соотношение масс активных и буферных частиц, и учи-

Рис. 9: Образование двух дисснпатнвных солитонов, начальная стадия. Шаг по безразмерному времени Ат — 0.001, безразмерная длина ячейки / = 1, С- безразмерная продольная координата, Р(С> т)- безразмерная концентрация поглощающего газа.

тывающая зависимость транспортных частот столкновений от скорости (частоты столкновений вычислены на основе потенциалов Pascale-Vandeplanque). Предсказан и численно исследован аномальный СИЛ рубидия в буферном газе криптоне.

3. Предсказан автоколебательный режим в случае аномального СИД, аналитически найдена область параметров, в которой возможно возбуждение автоколебаний. Автоколебания концентрации и температуры поглощающего газа исследованы численно.

4.Предсказан и численно исследован распад первоначального "облака" поглощающего газа на два диссипативных солитона под действием СИД при немонохроматическом возбуждении. Аналитически найдено количество частиц, захватываемых в днссипативный солнтон, его форма и скорость движения.

ОСПОППЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ ОТРАЖЕНЫ В СЛЕДУЮЩИХ ПУБЛИКАЦИЯХ:

1 .Oel'mukhanov F.Kh., Nienlmis С., PrivalovT.I. Excitation of oscillations

in gas by light- induced drift.— Physics Letters V.192A, p.22-26, 11)94

2.Gel'iiiukhanov F.KIi., Nienliuis С J., Privalov 'Г.1. Oscillatory dynamics in light- induced drift.— Pliys. Rev. v.50A, No 3, p.2445-2449, 1994

3.Гельмуханов <1>.Х., Привалов Т.П. О возможности возбуждения автоколебаний в газе светоиндуцировапным дрейфом.— ЖЭТФ, т.107, вып. 1, с. 140-152, 1995

4.Gel'inukhanov F.Kh., Privalov T.I. Excitation of oscillations in gas and formation of dissipative solitons by light- induced drift.— 15-th International Conference on Coherent and Nonlinear Optics, St. Petersburg, Russia, 1995, Technical Digest v.l, p.91-92

б.Гельмуханов Ф.Х., Привалов Т.Н. Теория диссипативных солитонов в эффекте светоиндуцированного дрейфа в условиях немонохроматического возбуждения,— ЖЭТФ т.108, вып. 6(12), с.1925-1941, 1995

6.Пархоменко А.И., Подъячев С.П., Привалов Т.И., Шалаши A.M. Аномалии в форме резонансных линий поглощения атомов с большим сверхтонким расхцеплением уровней - ЖЭТФ, т.111, вып.1, 1997

7.Gel'mukhanov F.Kh., Parkhomenko A.I, Privalov T.I.,Shalagin A.M. Spectral anomalies of Light- Induced Drift of rubidium and lithium under monochromatic excitation.— направлено в J.Pliys.П: Atom.Mol.Opt.Phys., 1996

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА:

[1] Rautian S.G., Shalagin A.M. Kinetic Problems of Non- Linear Spectroscopy.- Amsterdam: North- Holland, 1991

[2] Eliel E.R. Light- induced drift- Adv.Atom.Mol.Opt.Pliys v.30, p.199, 1993

[3] L.J.F.Hermans. Light- induced kinetic effects in molecular gases.-Int.Rev.Phys.Chem. v.ll, No 2, p.289, 1992

[4] van der Meer G.J., Smeets J., Pod'yachev S.P., Hermans L.J.F. Observation of anomalous Light- Induced Drift- Phys. Rev. v.45A, No 3, p.R1303, 1992

[5] H.Nagels, P.L.Chapovsky, L.J.F.Hermans, G.J. van der Meer, A.M.Shalagin. Light- induced drift of C2//4 in various buffer gases: analytical description and experiment - Phys. Rev 1996 (в печати)

[6] Bloemink II.I., Boon-Engering J.M., Eliel E.R., Hermans L.J.F. Optomechanical effect on Ho 0- vapor and their astrophysical implications - Pliys. Rev. Lett, v.70, No 6, p.742, 1993

[7] F.Kh.Gel'mukhanov, A.I.Parkhomenko. Light-induced drift in a heavy buffer gas - Phys. Lett.A v.162, 45, 1992

[8] Ф.Х.Гельмуханов, А.И.Пархоменко. Аномальная спектральная зависимость скорости светоиндуцированного дрейфа,- ЖЭТФ, т.102, No 8, с.424, 1992

[9] F.Kh,Gel'mukhanov, A.I.Parkhomenko. Spectral anomalies in light-induced drift in alkali- noble gas mixtures-J.Phys.B:At.Mol.Opt.Phys. v.28, p.33, 1995

10] Гельмуханов Ф.Х., Шалагнн A.M. Светоипдуцированная диффузия газов. - Письма в ЖЭТФ, т.29, вып.12, с.773, 1979

11] Анцыгин В.Д., Атутов С.П., Гельмуханов Ф.Х., Телегин Г.Г., Ша-лагин A.M. Светоиндух^рованная диффузия паров натрия - Письма в ЖЭТФ, т.ЗО, вын.5, с. 1672, 1979.

12] Радциг А.А., Смирнов Б.М. Параметры атомов и атомных ионов. Справочник— М.: Энергоатомиздат, 1986

13] Allard N., Kielkopf J. The effect of neutral nonresonant collisions on atomic spectral lines.— Rev. Mod. Phys., v.54, No 4, p.1103, 1982

14] Brissaud A., Frisch U. Solving linear stochastic differential equations.— J.Math.Phys. v.15, No 5, p.524, 1974

15] van der Meer G.J., Smeets J., Eliel E.R., Chapovsky P.L., Hermans L.J.F. Velocity- dependent collision rates from light- induced drift experiments: С2Я4- noble- gas mixtures.— Phys. Rev., V.47A, No 1, p.529, 1993

16] Pascale J., Vandeplanque J., Excited molecular terms of the alkali- rare gas atom pairs.— J.Chem.Phys. v.60, p.2278, 1974

17] А.И.Пархоменко Транспортные характеристики атомов щелочных металлов в основном и резонансном состояниях в смесях Na-Не, Ne, Аг н LI, К, Rb, Cs- He.— Оптика и спектроскопия, т.67, No 1, с.26, 1989

[18] С.II.Атутов, А.И.Пархоменко, С.П.Подъячев, А.М.Шалагшг. Све-тоиндуцированный дрейф частиц со сверхтонким расщеплением уровней под действием белого света - ЖЭТФ, т.99, No 2, с.378, 1991