Вимушене комбінаційне розсіяння в умовах самофокусування збуджуючої електромагнітної хвилі

У випадку ослаблення лазерного пучка нейтральними світлофільтрами у 1, 5 раза енергія випромінювання, розсіяного в 1as-компоненту, зменшувалася у 5 разів, ширина кутового розподілу  у 2 рази, а значення кута переважного випромінювання зростало на 2 3%. Окрім цього, за великої енергії лазерного імпульсу кутовий розподіл розсіяного випромінювання в околі кута 1 був істотно несиметричним: розширення у бік менших кутів переважало, зниження ж енергії вело до симетризації розподілу. Така залежність істотно відрізняється від тієї, що спостерігається у випадку діафрагмування лазерного пучка. Зниження приблизно у 5 разів енергії збуджуючого випромінювання, внаслідок зміни з 5 мм до 1 мм діаметра отвору діафрагми, розташованої перед кюветою, вело до зменшення у 7 8 разів енергії світла, розсіяного під кутом 1, але практично не впливало на симетрію, ширину кутового розподілу та на значення 1.

 

Просторово-кутові дослідження генерації компонент ВКР уздовж траси проходження збуджуючого випромінювання через кювету проводились за методом просторової фільтрації кутових спектрів. Один із просторово-кутових спектрів, одержаний для 1as-компоненти в толуолі за енергії збуджуючого випромінювання 0, 6 Дж, поданий на рис. 2. По горизонтальній осі на рис. 2 відкладена відстань Z від вхідного вікна кювети, а по колу  кут розсіяння у відношенні до кута ch =87, 4 кут. хв. Такий загальний вигляд просторово-кутового спектра зумовлений дрібномасштабним СФ збуджуючого випромінювання. Неспіввісні фокальні області, що локалізовані на окремих просторових ділянках фронту пучка, виникаючи поблизу вихідного вікна кювети (Z=25см), у міру наростання потужності в лазерному імпульсі рухаються до вхідного вікна (Z=0см). У кожному фокусі наростає інтенсивність і з наближенням до вершини лазерного імпульсу їх рух сповільнюється. Відповідно зростає інтенсивність розсіяного випромінювання і його тривалість. Таким чином, області стояння кожного фокуса, що відповідають вершині лазерного імпульсу, реєструються як найінтенсивніше випромінюючі. Оскільки у передню частину кювети фокальні області не попадають, то на цій ділянці збуджуюче випромінювання не розсіюється. На спаді лазерного імпульсу процес руху фокальних областей та розсіяння повторюються у зворотному порядку.

Виявлено, що на більшій частині траси, прилеглої до вихідного вікна, кути переважного випромінювання антистоксових компонент залишають-ся майже незмінними, але з наближенням до точки стояння фокуса спостерігається тенденція до їх зменшення. На відстані 7 9 см до точки стояння фокуса кут переважного випромінювання 1as-компоненти починає швидко зменшуватись, кутова структура випромінювання стає невиразною і в околі точки стояння (Z=6см) зникає.

Просторово-кутові спектри дали змогу за формулами для фокусної відстані СФ визначати потужність Р лазерного випромінювання, що попадає у найінтенсивнішу фокальну область, та початковий радіус а0 цієї самофокусованої частини пучка. Для лазера, який використовувався, і енергії Ei=0, 6 Дж відповідні розрахунки дали, що а0=113 мкм, а пробіг фокуса від виходу кювети з толуолом довжиною 25 см до точки повороту (Z=6 см) відповідав зміні миттєвої потужності Р= (1, 3 3, 6) Рcr, де Рcr – критична потужність СФ. Саме такі умови (назвемо їх тест-умовами) відповідають спектру на рис. 2.

Четвертий розділ є теоретично-розрахунковим та містить кількісний аналіз параметрів фокальних областей, виведення функції розподілу амплітуди поляризації на антистоксовій частоті, розрахунок кутової структури розсіяного світла, зіставлення результатів з експериментальними даними третього розділу та теоретичними роботами інших авторів.

Показано, що геометричні розміри фокальної області СФ суттєво змінюються протягом лазерного імпульсу і відповідно уздовж траси. Так, за тест-умов збільшення миттєвої потужності лазерного випромінювання у 2, 8 раза, що відповідає пробігу фокуса Z=25 6 см, веде до зменшення її довжини у 16, 6 раза  з 19, 6 мм до 1, 18 мм. Звідси, виходячи з експериментальних значень кутів переважного випромінювання та їх визначеності на більшій частині траси руху фокальної області, зроблено висновок про те, що довжина області існування нелінійної поляризації на антистоксових частотах не визначається безпосередньо довжиною фокальної області (як можна очікувати), а є істотно меншою від неї.

Для того, щоб з'ясувати причини таких розбіжностей, розрахований інтегральний показник комбінаційного підсилення у наближенні модифікованих плоских хвиль за відсутності розсіяння (на основі експериментально отриманих значень потужності та початкового радіуса самофокусованої частини збуджуючого пучка). Виявлено, що у самофокусуючих середовищах інтегральний показник g комбінаційного підсилення досягає у фокальних областях значень достатніх для виснаження лазерної хвилі. Так, у тест-умовах показник g змінювався від g (Р=3, 6Рcr) =23, 3 до g (Р=1, 3Рcr) =112. Отже, відбувається скорочення ефективної довжини взаємодії хвиль внаслідок виснаження лазерного випромінювання у процесі генерації осьової 1s-компоненти в фокальних областях СФ, і тому довжина області існування нелінійної поляризації на антистоксовій частоті не визначається безпосередньо довжиною фокальної області та є істотно меншою від неї.

Далі, з урахуванням