Поляризация среды в поле высокоинтенсивного лазерного излучения

Нелинейная поляризация среды

Поляризация среды в поле высокоинтенсивного лазерного излучения

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

Нелинейная поляризация среды — поляризация среды (появление объёмного дипольного электрического момента), зависящая нелинейно от напряжённости мощного электрического поля Е электромагнитной (в частности, световой) волны.

Описывается вектором нелинейной поляризации Рнл = РРлин. Такая зависимость проявляется при облучении среды интенсивными световыми (лазерными) пучками, в которых напряжённость электрического поля сравнима с внутриатомными и внутримолекулярными полями.

Нелинейная поляризация является одним из видов нелинейного отклика вещества на действие электромагнитных полей и может быть обусловлена различными физическими механизмами: энгармонизмом движения связанных электронов в веществе; ориентацией в сильном электрическом поле молекул, обладающих анизотропией поляризуемости; локальным изменением плотностисреды за счёт злектрострикции; перераспределением частиц по энергетическим уровням при поглощении электромагнитного излучения и т. д.

— Вид зависимости нелинейной поляризации от амплитуды электрич.

поля световой волны в общем случае определяется конкретным механизмом нелинейности, величиной напряженности поля E и характером её изменения во времени. Часто Н. п.

представляют в виде разложения по степеням напряжённости Е электрического поля; в качестве коэффициентов ряда при этом выступают тензоры нелинейных восприимчивостей.

Нелинейной поляризацией объясняют возникновение таких эффектов, как генерация гармоник, смешение частот, самовоздействие и кроссвзаимодействие эл—магн. волн, вынужденное рассеяние света ,нелинейное поглощение, электро-оптические и магнито-оптические эффекты и т. д. (подробнее см. Нелинейные восприимчивости и Нелинейная оптика ).

  1. Ашкрофт H., Меrмин Н., Физика твердого тела, пер. с англ., т. 2, М., 1979;
  2. Гроот С. Р. де, Сатторп Л. Г., Электродинамика, пер. с англ., М., 1982;
  3. Таганцев А. К., Пиро-, пьезо-, флексоэлектрический и термополяризационный эффекты в ионных кристаллах, «УФН», 1987, т. 152, в. 3, с. 423.
  4. Хайдаров К.А. Природа электричества. — BRI, 2004.
  5. Хайдаров К.А. Эфирный электрон. — БРИ, 2004.
  6. Иродов И.Е. Основные законы электромагнетизма. — М., ВШ, 1991, с. 71.
  7. Николаев Г.В. Современная электродинамика и причины ее парадоксальности, Томск: Изд-во “Твердыня”, 2003. — 149 с: илл.
  8. Хайдаров К.А. Термодинамика эфира. — BRI, 2003.
  9. Хайдаров К.А. О реальных явлениях электромагнетизма. — BRI, 2015.

К. Н. Драбович

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

Знаете ли Вы, что cогласно релятивистской мифологии «гравитационное линзирование — это физическое явление, связанное с отклонением лучей света в поле тяжести. Гравитационные линзы обясняют образование кратных изображений одного и того же астрономического объекта (квазаров, галактик), когда на луч зрения от источника к наблюдателю попадает другая галактика или скопление галактик (собственно линза). В некоторых изображениях происходит усиление яркости оригинального источника.» (Релятивисты приводят примеры искажения изображений галактик в качестве подтверждения ОТО — воздействия гравитации на свет)
При этом они забывают, что поле действия эффекта ОТО — это малые углы вблизи поверхности звезд, где на самом деле этот эффект не наблюдается (затменные двойные). Разница в шкалах явлений реального искажения изображений галактик и мифического отклонения вблизи звезд — 1011 раз. Приведу аналогию. Можно говорить о воздействии поверхностного натяжения на форму капель, но нельзя серьезно говорить о силе поверхностного натяжения, как о причине океанских приливов.
Эфирная физика находит ответ на наблюдаемое явление искажения изображений галактик. Это результат нагрева эфира вблизи галактик, изменения его плотности и, следовательно, изменения скорости света на галактических расстояниях вследствие преломления света в эфире различной плотности. Подтверждением термической природы искажения изображений галактик является прямая связь этого искажения с радиоизлучением пространства, то есть эфира в этом месте, смещение спектра CMB (космическое микроволновое излучение) в данном направлении в высокочастотную область. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМАРыцари теории эфира

Источник: http://bourabai.ru/physics/2452.html

Лазерный луч высокой интенсивности может испытывать фазовый переход • Новости науки

Поляризация среды в поле высокоинтенсивного лазерного излучения

Явление фазового перехода обычно отождествляется с изменением ряда свойств или параметров какого-либо вещества — то есть набора атомов, электронов, ядер или других частиц с ненулевой массой.

Испанские физики-теоретики обнаружили, что фазовый переход может испытывать и набор фотонов (частиц с нулевой массой покоя), образующих высокоинтенсивный лазерный луч.

Они показали, что движущийся в в какой-либо среде (например, в воздухе) лазерный луч способен кардинальным образом менять свою внутреннюю структуру при увеличении интенсивности лазера, его порождающего.

Сразу оговоримся, что далеко не каждый луч, испускаемый лазером, может переходить из одной фазы в другую. Для этого мощность устройства, генерирующего световой импульс, должна быть очень высокой — она должна превосходить некое пороговое значение, определяющееся характеристиками среды и длиной волны света.

Например, для излучения с длиной волны 800 нм, распространяющегося в воздухе, этот порог — приблизительно 3 ГВт (1 гигаватт = 109 Вт).

При таких условиях луч имеет настолько высокую интенсивность, что практически перестает быть подверженным дифракции и может оставаться сфокусированным и не расходящимся на протяжении нескольких десятков, а то и сотен метров.

Бездифракционное поведение лазерного луча объясняется эффектом Керра — изменением показателя преломления среды, через которую распространяется свет.

Установлено, что разность между показателем преломления среды до движения через нее видимого излучения и после равна произведению его интенсивности на некоторый коэффициент пропорциональности. Для большинства веществ коэффициент пропорциональности больше нуля.

Это означает, что распространение света вызывает увеличение показателя преломления среды. Но чтобы возникающую разность можно было детектировать, интенсивность света обязана быть очень большой.

Приведем наглядный пример. Для воздуха коэффициент пропорциональности равен 3 · 10–19 см2/Вт. Интенсивность солнечного света, согласно данным (PDF, 355 Кб) Всемирной метеорологической организации, равна 120 Вт/м2.

Следовательно, свет от Солнца вызывает увеличение показателя преломления воздуха на ничтожно малую величину — 3,6 · 10–20%.

И тем не менее, несмотря на такую очень и очень маленькую поправку, именно эффект Керра не позволяет лазерному лучу с интенсивностью больше вышеупомянутого порогового значения расходиться.

Каким образом эффект Керра помогает лазерному импульсу? Обычно интенсивность света на оси лазерного луча имеет максимум (рис. 1, слева) и симметрично уменьшается к границам. Предположим, что лазерный луч движется в воздухе.

Тогда, согласно эффекту Керра, показатель преломления воздуха в середине луча окажется больше, чем на краях. Из-за этой оптической неоднородности воздушная среда формально ведет себя по отношению к лазерному излучению как собирающая линза: толщина луча уменьшается (рис.

 1, центр), а интенсивность света увеличивается. То есть луч как бы сам себя фокусирует — происходит самофокусировка.

На первый взгляд кажется, что луч способен коллапсировать до нулевой толщины. Однако когда интенсивность света достигает некоторого значения, наступает многофотонная ионизация. Фотоны лазерного излучения выбивают электроны из молекул воздуха (молекул азота и кислорода).

Освобожденные электроны формируют плазму. По сравнению с воздухом плазма обладает меньшим показателем преломления, поэтому она формально ведет себя как рассеивающая линза и начинает дефокусировать луч, уменьшая его интенсивность (рис. 1, справа).

Проскочив область с плазмой, луч продолжает свое движение, и ситуация повторяется.

В итоге, балансируя между процессами самофокусировки и дефокусировки, луч, не расходясь, преодолевает расстояния в десятки и сотни метров (рис. 2).

Надо заметить, что помимо высокой интенсивности лазерный импульс должен обладать еще и маленькой продолжительностью — порядка фемтосекунды (10–15 секунды).

В противном случае, вместо многофотонной ионизации среды, через которую он проходит, может возникнуть каскадная ионизация: концентрация освобожденных электронов становится такой, что они начинают ионизировать молекулы даже вдали от проходящего лазерного луча.

Это приводит к дисбалансу между самофокусировкой и дефокусировкой. Луч перестает быть сфокусированным и быстро расходится.

То, что лазерный луч высокой интенсивности способен самофокусироваться и бездифракционным образом распространяться в среде, впервые экспериментально было продемонстрировано в 1994 году американскими физиками из Мичиганского университета при помощи 10-гигаваттного лазера, генерирующего импульсы длительностью 200 фемтосекунд с длиной волны 800 нм.

В ходе этих экспериментов исследователи неожиданно обнаружили, что движение лазерного импульса в среде осуществляется в основном по очень тонким нитям, играющим для него роль своеобразных волноводов. Ученые назвали их филаментами (рис. 2), а сам процесс расщепления лазерного луча на нити-филаменты — филаментацией. На рис.

 3 черные круглые области — это фотографии филаментов.

Между прочим, в настоящее время, когда появились очень мощные (тераваттные, 1012 Вт) лазерные установки, явление филаментации стало одним из наиболее активно изучаемых в теоретической и экспериментальной оптике.

Итак, сделаем промежуточный вывод: бездифракционное распространение лазерного луча высокой интенсивности возможно благодаря конкуренции двух процессов: самофокусировки луча, идущей из эффекта Керра, и дефокусировки, возникающей благодаря плазме.

Казалось бы, на качественном уровне всё ясно.

Однако в этом году в журнале Optics Express была опубликована статья Measurement of high order Kerr refractive index of major air components, в которой был подвергнут сомнению тот факт, что дефокусировка возникает благодаря плазме.

Французские ученые, авторы этой работы, провели серию экспериментов с тераваттными лазерными лучами, движущимися в различных газообразных средах: в воздухе, кислороде, аргоне и азоте.

Было обнаружено, что начиная с интенсивности лазерного луча больше 26 ТВт/см2 показатель преломления никак не укладывается в ожидаемый линейный закон. Проще говоря, эффект Керра для очень больших значений интенсивности выглядит совершенно иначе.

Изменение показателя преломления, по мнению авторов работы, нужно записывать не линейной зависимостью от интенсивности света, как это было раньше для эффекта Керра, а представлять в виде полинома четвертой степени, при этом коэффициенты, стоящие при нечетных степенях интенсивности, должны иметь положительные значения, а коэффициенты при четных степенях — отрицательные.

Как теперь, исходя из «нового» закона для эффекта Керра, трактовать бездифракционное распространение луча в среде, не привлекая влияние плазмы? Объяснение легко дать, если построить зависимость показателя преломления от интенсивности света (рис. 4).

Из графика видно, что, когда интенсивность достигает определенного значения для заданной среды, прибавка к показателю преломления становится отрицательной. Например, для воздуха это 26 ТВт/см2.

В этот момент среда начинает вести себя как рассеивающая линза, дефокусирует луч и уменьшает его интенсивность. Далее картина повторяется.

Выходит, что процессы самофокусировки и дефокусировки можно объяснить в рамках обновленного нелинейного эффекта Керра.

Основываясь на экспериментальных изысканиях своих французских коллег, испанские физики-теоретики решили по-новому взглянуть на распространение высокоинтенсивного лазерного луча, в частности на процесс филаментации.

Они подставили в уравнение (нелинейное уравнение Шрёдингера), описывающее распространение световой волны в нелинейной среде, новую зависимость для показателя преломления в эффекте Керра, а затем численно решили его отдельно для кислородной и воздушной среды.

Оказалось, что, в зависимости от значения интенсивности, процесс филаментации имеет две фазы.

Пока интенсивность лазерного луча не перешагнула некоторого критического значения, каждый филамент представляет собой цепочку локализованных в пространстве шарообразных областей (пузырьков) с максимумом интенсивности в их центрах и с плавным уменьшением до нуля на краях (рис. 5). Эти области образуют в профиле лазерного луча (в плоскости, перпендикулярной направлению его движения) регулярную упорядоченную решетку.

Чтобы исключить возможные спекуляции, заметим, что ни о какой смене квантовой статистики фотонов речи не идет (фотоны как были бозонами, так и остались). Авторы статьи рассчитали, что давление лазерного луча в этой фазе пропорционально квадрату его интенсивности.

Если каждый пузырек вообразить фермионом (частица с полуцелым спином), а интенсивность луча представить как плотность этих пузырьков, то на выходе получим квадратичную зависимость давления от плотности, которая имеет место как раз для вырожденного газа фермионов.

Используя эту аналогию, авторы и ввели в своей статье термин «фермионные пузырьки» и название для данной фазы — «фермионный свет».

Дальнейшее увеличение интенсивности лазерного луча (его можно достичь, например, поставив на пути лазерного луча специальную собирающую линзу) приводит к постепенному сближению цепочек фермионных пузырьков или филаментов.

Когда интенсивность достигает критического значения (критическое значение для воздуха, согласно расчетам авторов, составляет около 30 ТВт/см2), пузырьки объединяются в один толстый филамент. В его пределах интенсивность света распределена равномерным образом (рис.

 5) и резко падает до нуля за пределами филамента. Авторы рассчитали, что световое давление, которое оказывает новообразованная структура, обратно пропорционально ее радиусу.

Поскольку формально полученная зависимость аналогична известной формуле Лапласа, определяющей добавочное давление жидкости в зависимости от кривизны ее поверхности, авторы назвали данную фазу лазерного луча жидкой каплей.

Таким образом, регулируя интенсивность лазерного луча, можно наблюдать фазовый переход из фермионного состояния в состояние жидкой капли и наоборот. Разумеется, переключение между фазами обнаружено пока что только «на бумаге».

Однако авторы статьи надеются, что их теория вскоре будет проверена и поможет остальным ученым лучше понять процесс филаментации высокоинтенсивного лазерного луча.

Кроме того, в заключении статьи исследователи говорят о том, что результаты их теоретических изысканий могут указать путь к улучшению эффективности экспериментов по конденсации водяного пара в атмосфере с помощью лазерных лучей (см.: Конденсировать водяной пар в атмосфере можно с помощью лазера, «Элементы», 23.06.2010).

Источник: David Novoa, Humberto Michinel, Daniele Tommasini. Fermionic Light in Common Optical Media // Phys. Rev. Lett. 105: 203904 (12 November 2010).

Юрий Ерин

Источник: https://elementy.ru/news/431481

Поляризация среды в поле высокоинтенсивного лазерного излучения

Поляризация среды в поле высокоинтенсивного лазерного излучения

Появление лазеров дало возможность проводить эксперименты с интенсивностью пучка света, в котором напряженность электрического поля не является малой в сравнении с атомными (молекулярными) полями. В подобных пучках проявляются существенные нелинейные оптические явления, которые применяются на практике.

Подобные явления связаны с нелинейной зависимостью вектора поляризации вещества ($\overrightarrow{P}$) от напряженности электрического поля ($\overrightarrow{E}$) волны света.

Допустим, что вещество однородно и магнитные свойства его и пространственная дисперсия, в данном случае, не существенны.

В случае не очень большого поля $\overrightarrow{E}$ вектор поляризации можно разложить по степеням компонент вектора $\overrightarrow{E}$ и ограничить данное разложение несколькими первыми членами:

где ${\alpha }_{ik}$ — линейная поляризуемость вещества, тензоры ${\alpha }_{jkl}$, ${\alpha }_{jklm}$ — квадратичная и кубичная поляризуемости. Пусть поле $\overrightarrow{E}$ является монохроматическим, поляризуемость — функция часты ($\omega $). Для изотропной среды все тензоры ${\alpha}_{jkl}$, ${\alpha }_{jklm},\dots ,\ $являются скалярами.

Ничего непонятно?

Попробуй обратиться за помощью к преподавателям

В том, случае, если любая точка вещества — центр симметрии, то поляризуемости четных порядков равны нулю (четность определяют количеством индексов без первого). Если изменить направления всех координатных осей на противоположные, то знаки составляющих напряженности поля изменятся, знак ${\alpha }_{jkl}$ не изменится.

Не изменится весь квадратичный член: ${\alpha }_{jkl}E_kE_l$, тогда как знак $P_j$ изменится на противоположный. Для того, чтобы выражение (1) выполнялось в новой системе координат требуется, чтобы выполнялось равенство: ${\alpha }_{jkl}=0.$ Аналогично можно показать, что равны нулю остальные поляризуемости четных порядков.

С существованием квадратичной поляризуемости связано большое число нелинейных оптических явлений. Из выше сказанного следует, что в изотропной среде нелинейные квадратичные эффекты не реализуемы. Однако при качественном рассмотрении подобных эффектов используют модель изотропной среды:

В формуле (2) поляризуемости являются скалярами. При использовании данной модели следует учесть, что в кристаллах в избранном направлении распространяются волны отдельных поляризаций. Выражение (2) применяется для каждой из таких волн.

При этом коэффициенты поляризации для разных волн могут быть различными. Мало того, волны разных поляризаций могут взаимодействовать, обмениваться энергией и данные взаимодействия могут быть нелинейными.

Подобное взаимодействие возможно при тензорной связи (1) и не реализуемо при скалярной (2).

Разделим вектор поляризации на две части линейную ($\overrightarrow{P_L}$) и нелинейную ($\overrightarrow{P_{NL}}$):

При этом нелинейная часть определена как:

Линейная часть может быть представлена:

В таком случае вектор индукции ($\overrightarrow{D}={\varepsilon }_0\overrightarrow{E}+\overrightarrow{P}$) можно представить в виде линейной и нелинейной частей:

При этом линейная составляющая вектора индукции равна:

где $\varepsilon $ — диэлектрическая проницаемость среды. Система уравнений Максвелла запишется в виде:

При решении системы уравнений (9)-(12) используют метод последовательных приближений. В нулевом приближении получают обычные уравнения электродинамики. Как нулевое приближение возьмем плоскую волну:

где $\overrightarrow{k}$ — волновой вектор. Для получения первого приближения в выражении (4) отбрасываем кубичные члены и выше, в квадратичном члене ${\alpha }_2E\overrightarrow{E}$ вектор напряженности заменяем на правую часть (13).

В результате получаются неоднородные линейные уравнения, в которых правые части известны и могут толковаться как добавочные источники волн, которые вызваны нелинейностью поляризационной среды. Каждый элемент объема вещества пере излучает волны как диполь Герца с дополнительным дипольным моментом $\overrightarrow{P_{NL}}dV$.

Данные излучения накладываются на волну (13), тем самым создают в первом приближении поле:

Второе приближение находят аналогично.

При наличии дисперсии в системе уравнений Максвелла (9-12) в правой части возникнут слагаемые, которые имеют не только исходную частоту ($\omega $), но и частоты $2\omega ,\ 3\omega ,\dots $и другие.

Придется искать $\overrightarrow{E}\ и\ \overrightarrow{H}\ $ в виде суммы монохроматических полей, которые имеют те же частоты.

Систему Максвелла придется записать для каждой частоты отдельно, сохраняя в правой части только члены той же частоты и используя в качестве $\varepsilon $, диэлектрическую проницаемость для той же частоты.

Пример 1

Задание: Что такое оптическое детектирование?

Решение:

Нелинейная добавка к поляризации вещества:

\[\overrightarrow{P_{NL}}={\alpha }_2E\overrightarrow{E}+{\alpha }_3E2\overrightarrow{E}+\dots \left(1.1\right).\]

в нулевом приближении равна:

\[P_{NL}={\alpha }_2E2_0={\alpha }_2\frac{A2}{2}+{\alpha }_2\frac{A2}{2}{cos 2\left(\omega t-\overrightarrow{k}\overrightarrow{r}\right)\ }\left(1.2\right),\]

где первое слагаемое в выражении не зависит от времени. С ним и связано оптическое детектирование, то есть появление в нелинейной среде постоянной электрической поляризации, в случае прохождения через вещество мощного лазерного излучения. Данное явление можно уподобить выпрямлению синусоидального электрического тока.

Такое явление можно наблюдать, если между обкладками конденсатора (одна из обкладок заземлена через сопротивление большой величины) поместить кристалл кварца и пропустить сквозь него пучок света от рубинового лазера. В результате детектирования пучок света возбуждает в цепи конденсатора импульс электрического тока, обнаруживаемый с помощью осциллографа.

Пример 2

Задание: Что представляют собой явления самофокусировки и дефокусировки?

Решение:

Если сквозь однородную среду пропускать мощный пучок света, то вещество становится оптически неоднородным. Луч света в данной среде загибается в сторону с большим показателем преломления. Именно с этим связывают явление самофокусировки если $n_2 >0$ и дефокусировки, если $n_2

Пусть в однородную среду с показателем преломления $n_0$входит плоскопараллельный пучок света кругового поперечного сечения, его диаметр d. В начале считаем, что амплитуда пучка неизменна по сечению. Показатель преломления в пространстве пучка становится равен:

\[n=n_0+n_2A2\left(2.1\right).\]

Будем считать, что $n_2 >0$. В результате дифракции пучок света расширяется. Все лучи находятся в конусе с углом при вершине равным ($\vartheta_{dif}$):

\[\vartheta_{dif}=1,22\frac{\lambda }{dn_0}\left(2.2\right),\]

где $\lambda $ — длина волны в вакууме. Предельный угол скольжения ($\vartheta_0$) при полном отражении от боковой стенки цилиндра определен выражением:

\[{cos \left(\vartheta_0\right)\ }=\frac{n_0}{n_0+n_2A2}\left(2.3\right).\]

Так как угол $\vartheta_0$ мал, то можно положить:

\[1-{cos \left(\vartheta_0\right)\ }\approx A2\frac{n_2}{n_0}\to \vartheta2_0=2A2\frac{n_2}{n_0}\left(2.4\right).\]

В случае если $\vartheta_{dif} >\vartheta_0$, то часть лучей, подвергшихся дифракции выходит из цилиндра, то есть пучок расширяется. При $\vartheta_{dif}

Источник: https://spravochnick.ru/fizika/optika/polyarizaciya_sredy_v_pole_vysokointensivnogo_lazernogo_izlucheniya/

Booksm
Добавить комментарий