<<

стр. 4
(всего 6)

СОДЕРЖАНИЕ

>>

количество ионов Fe .
Правильность разработанного метода установлена при использовании известных приемов - варьирования величины навески, а также методом добавок и при использовании искусственных растворов.
В работе были проанализированы как обычные, так и вакуум отожженные монокристаллы FeBO3. Ни в одной из партий образцов не удалось обнаружить Fe2+ в пределах чувствительности разработанного метода. Таким образом, вопрос о
2+
существовании ионов Fe в FeBO3 в концентрации меньше 0.1% масс. пока остается открытым.

1. De Lacklison, J Chadwick and J L Page J. Phys. D: Appl. Phys., Vol. 5, 810 - 823, (1972).
МИКРОСТРУКТУРИРОВАННЫЕ СВЕТОВОДЫ С АНОМАЛЬНО
БОЛЬШОЙ СЕРДЦЕВИНОЙ
Тер-Нерсесянц Е.В., Хохлов А.В. ФГУП НИТИОМ ВНЦ «ГОИ им. С.И. Вавилова», Санкт-Петербург,
Россия,

Реализованы и исследованы одномодовые микроструктурированные волокна с размерами сердцевины до 30мкм и их световодные свойства.

Отличительной особенностью микроструктурированного оптического волокна со сплошной сердцевиной (заменяющей один центральной элемент поликапиллярной исходной сборки), окруженной периодической структурой из воздушных отверстий, образующих светоотражающую оболочку, является одномодовый режим работы, когда высшая мода не возбуждается ни при каких значениях длины волны излучения, что позволяет передавать по сердцевине с аномально большими размерами мощное лазерное излучение.
Нами были реализованы микроструктурированные волокна, сечения которых представлены на рис. 1. Как видно из рисунка, в первой структуре сердцевина заменяет 7 элементов исходной поликапиллярной сборки, а во второй - 19 элементов.

Рис.1. Структуры с аномально большой сердцевиной
Существует предельное значение шага структуры, при превышении которого световодные свойства волокна утрачиваются. Структура №1 позволяет осуществлять канализацию излучения в одномодовом режиме сердцевине диаметром 20мкм (при шаге структуры в 6.6мкм), а структура №2 позволяет направлять излучение при диаметре сердцевины в 30мкм (шаг структуры - 6.1мкм). Для сравнения мы рассмотрели волокно со структурой №1, у которого диаметр сердцевины также составлял 30мкм, а шаг структуры был другим - 10мкм. Световедущие свойства у такого волокна не были выявлены.
Таким образом реализованы одномодовые микроструктурированные волокна с размерами сердцевины до 30мкм.

ОПТИМИЗАЦИЯ ПАРАМЕТРОВ СТЕКОЛ ПРИ АВТОМАТИЗИРОВАННОМ ПРОЕКТИРОВАНИИ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ
Калинин М.А.
Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия.

В докладе представлен подход к решению задачи оптимизации оптических систем с использованием параметров оптических материалов в качестве коррекционных. Особое внимание уделяется алгоритму перехода от математических моделей к конкретным маркам стекол.

Появление полупроводниковых приемников изображения послужило толчком к бурному развитию огромного класса оптических приборов, предназначенных для формирования и регистрации цветного оптического изображения (микроскопы, различные измерительные приборы, фото-, кино-, теле- и видеотехника и т.п.). Характеристики качества цветного изображения, как известно, определяются степенью коррекции оптической системы оптико-электронного прибора в отношении хроматических аберраций. Устранение (исправление) хроматизма является сложной задачей и возможно только путем выбора оптимальной комбинации марок стекол при формировании структуры оптической системы.
Существующие автоматизированные методы определения параметров стекол при проектировании оптической системы позволяют добиться результата только в случае простых типов оптических систем, таких как двухлинзовые склеенные системы, двухкомпонентные системы и т. п. Одним из основных путей решения задачи оптимального выбора стекол при проектировании сложных оптических систем является разработка новых подходов, использующих методы оптимизации, или как их еще называют, методы автоматической коррекции.
Оптимизация оптических систем является важным этапом при автоматизированном проектировании, в процессе которого осуществляется направленное изменение значений конструктивных параметров оптической системы с целью получения наилучших характеристик качества. В число коррекционных параметров обычно не входят характеристики оптических материалов, выбор которых до сих пор определяется квалификацией оптика-конструктора.
Использование параметров стекол в качестве коррекционных параметров требует решения следующих задач:
1) выбор математической модели дисперсии оптических сред в рабочем
спектральном интервале;
2) задание области существования параметров дисперсной модели;
разработка численных методов условной оптимизации параметров оптических сред;
исследование возможности компенсации изменения функции качества оптической системы при переходе к реальным наборам оптических стекол.
Безусловно, использование параметров оптических материалов в качестве коррекционных полностью не снимает проблемы выбора оптимальной комбинации стекол при формировании структуры оптической системы, но, на наш взгляд, в значительной мере может упростить эту процедуру.

ОПТИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ И ПАРАМЕТРЫ ЗОННОЙ СТРУКТУРЫ ТОНКИХ СЛОЕВ ПОРИСТОГО КРЕМНИЯ В ДИАПАЗОНЕ ЭНЕРГИЙ 0.1 - 6.2 эВ
Ян Д.Т., Галкин Н.Г.* Дальневосточный государственный университет путей сообщения, г.
Хабаровск, Россия, Институт автоматики и процессов управления ДВО РАН, г. Владивосток, Россия.

В статье приведены оценки действительной и мнимой части диэлектрической функции и межзонных переходов в слоях пористого кремния из спектров поглощения и отражения в диапазоне энергий 0.1-6.2
эВ.

Методами оптической спектроскопии на пропускание и отражение в диапазоне энергий фотонов 0.1-6.2 эВ исследованы тонкие слои пористого кремния на Si(100). Расчеты спектральных зависимостей коэффициента поглощения показали, что выращенные тонкие слои ПК имеют полупроводниковый характер поглощения и являются прямозонным полупроводником с шириной запрещенной зоны 1.85-2.0 эВ. Отсутствие дисперсии коэффициента преломления (рис.1) при X-2=0) означает, что межзонный переход с энергией 1.85-2.0 эВ действительно определяет край фундаментального поглощения в тонких слоях ПК на Si(100). Экстраполяция линейной части зависимости 1/(n -1) к величине X- =0 в соответствие с моделью Друде для диэлектрической функции (Рис.1) позволяет вычислить величину no=2.2±0.02 для тонких слоев ПК. Проведены расчеты оптических функций пористого кремния (s1, s2 (Рис.2)) из данных оптической спектроскопии на отражение с использованием интегральных соотношений Крамерса-Кронига. Определены функции потерь энергии Im(s1)-1 и плотности состояний s2s0co2 (Рис. 3 (а, б), которые отражают сложную энергетическую структуру пористого кремния.





Функция потерь энергии Im(s1)-1 (Рис. 3а) дает дополнительную информацию о распределении потерь энергии заряженными носителями. В тонких слоях пористого кремния эти потери относятся к носителям заряда - дыркам. Наблюдается почти линейный рост энергетических потерь в диапазоне энергий от






3
е
? Im(e1)-1 oIm(e1)-1



а: ш о
*
* о
см "
р
1E+21 п 9E+20 -8E+20 -7E+20 -6E+20 -5E+20 -4E+20 -3E+20 -
2E+20 1E+20 0

а б
Рис.3. Спектральная зависимости потерь энергии(а) и плотности состояний(б) в тонких слоях пористого кремния для тонких слоев пористого кремния в диапазоне энергий 0.1-6.2
эВ.
нуля до 1.9 эВ. Начиная с энергии 2 эВ, линейный характер зависимости сохраняется, при этом увеличивается угол ее наклона. В диапазоне энергий 3.3-4.3 эВ величина потерь энергии проявляет рост, близкий к экспоненциальному, достигая максимума при 4.3 эВ. Максимум потерь энергии соответствует максимуму потерь энергии дырками в слое ПК. Затем величина потерь энергии уменьшается незначительно и слабо растет до 6.2 эВ. Был определен вид зависимости произведения оптической проводимости на частоту от плотности состояний (рис.3,б). Характер спектральных зависимостей потерь энергии и плотности состояний в пористом кремнии показывает, что при малых энергиях плотность состояний и вероятность межзонных переходов малы, а сильное поглощение происходит при энергиях, превышающих 2,0 эВ.

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФЛИНТОВЫХ СТЕКОЛ
B ОБЛАСТИ КРАЯ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ
Вайнштейн И.А., Зацепин А.Ф. Уральский государственный технический университет (УПИ),
Екатеринбург, Россия.

Для оптических стекол класса ТФ изучено поведение УФ-спектров поглощения вблизи фундаментального края при температурах 80 - 500 K. Показано, что на основе параметра беспорядка E0 исследуемые стекла могут быть подразделены на две спектральные подгруппы.

Интеграция компонентов электронно-оптических устройств и миниатюризация их составных частей, характерные для современного приборостроения, предъявляют высокие требования к совместимости отдельных элементов одновременно по оптическим и электронным свойствам. Примером расширения областей применения традиционных стеклообразующих систем могут служить свинцово-силикатные стекла, которые являются основой не только для создания оптических сред, но и для изготовления электронно-оптических преобразователей типа микроканальных пластин.
В работе исследованы промышленные свинцово-силикатные стекла марок ТФ-1, 2, 3, 4, 5, 7, 8 и 10 (класс тяжелых флинтов), которые располагаются в соответствующем поле диаграммы Аббе. Указанные оптические материалы наряду с практическим применением представляют интерес как удобная модельная система, край собственного поглощения которой лежит в ближней УФ-области1. Цель настоящей работы состояла в изучении роли структурного беспорядка при формировании спектральных характеристик группы стекол класса ТФ.
Для количественного описания спектральных свойств границы фундаментального поглощения стекол ТФ и анализа ее поведения в условиях температурных воздействий использован урбаховский параметр E0. Величина данного параметра непосредственно связана с протяженностью хвостов локализованных состояний энергетических зон. Критерий E0 считается обобщенной характеристикой электронных и радиационно-оптических свойств неупорядоченного состояния твердых тел, значение которого определяется из эксперимента и является мерой структурного беспорядка, присутствующего в системе2.
На основе анализа спектрально-температурного поведения оптического поглощения шести стекол марки ТФ в области УФ края показано, что в пределах единого класса тяжелых флинтов можно выделить две отдельные группы, различающиеся значением параметра E0 структурного беспорядка, см. рис.1. Полученные результаты интерпретированы с привлечением диаграммы состояния тройной системы K2O-PbO-SiO2, которая является основой тяжелых флинтовых стекол
Установлено, что выделенные группы стекол существенно различаются также по температурному поведению УФ-края поглощения. С одной стороны, для стекол ТФ-1, ТФ-2 и ТФ-8 характерна линейная температурная зависимость в диапазоне LNT - 515 K. В то же время температурное поведение границы прозрачности для стекол ТФ-3, ТФ-4, ТФ-7 проявляет явно нелинейный характер при температурах ниже 120 K. Указанные особенности свидетельствуют о тесной взаимосвязи статического беспорядка в структуре с процессами динамического разупорядочения атомов, определяющими свойства границы оптической прозрачности стекол3.

0,20-





ТФ - 5

0,15-
T^^i ТФ - 8



ТФ - 2


-
ТФ - 1


0,10-
ТФ - 3 ТФ -
L. ТФ - 4


Жт



ж.


i 1 1 1 1 1 1 1 г
20 25 30 35 40
PbO ( мол. % )

Рис. 1. Зависимость параметра e0 от содержания оксида свинца в стеклах ТФ
Принимая во внимание количественные различия в оценке атомного разупорядочения, для исследуемых стекол построена диаграмма свойств в трехмерной системе координат: показатель преломления - коэффициент дисперсии -параметр беспорядка. На 3-мерной диаграмме все исследованные стекла распадаются на две подгруппы: 1-я подгруппа - ТФ-1, ТФ-2, ТФ-5, ТФ-8 и ТФ-10; 2-я подгруппа - ТФ-3, ТФ-4 и ТФ-7. Указанное разделение стекол на группы соответствует характерной зависимости параметра беспорядка E0 от содержания оксида свинца на рис. 1.
Таким образом, в настоящей работе продемонстрирована возможность характеризации свойств стеклообразных материалов посредством введения дополнительного классифицирующего критерия - спектрального параметра беспорядка E0.
Работа поддержана Уральским НОЦ «Перспективные материалы» (No.REC-005, грант EK-005-X1) и грантом РФФИ-Урал № 04-02-96067.
И.А. Вайнштейн, А.Ф. Зацепин, Физ. и хим. стекла, 30, № 6, 662 - 668, (2004).
I.A. Weinstein, A.F. Zatsepin, Phys. stat. sol. (c), 1, № 11, 2916 - 2919, (2004).
I.A. Weinstein, A.F. Zatsepin, Yu.V. Schapova, Physica B, 263-264, № 1-4.167 -169, (1999).
Секция 4. Физическая оптика и спектроскопия

НАПРАВЛЯЕМЫЕ МОДЫ В ТРЕХСЛОЙНЫХ ВОЛОКНАХ С ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ ПОКАЗАТЕЛЕМ ПРЕЛОМЛЕНИЯ
Новицкий А.В.
Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь.

Изучено распространение электромагнитного излучения в круглых трехслойных волноводах с отрицательным показателем преломления. Исследовано необычное поведение дисперсионных кривых, поляризационные характеристики медленных мод, появление новых мод.

Среды с отрицательным показателем преломления характеризуются отрицательными значениями диэлектрической и магнитной проницаемостей1. Фазовая и групповая скорости электромагнитных волн в таких средах антипараллельны, а ряд оптических эффектов реализуется необычным способом. Предполагается, что среды с отрицательным показателем преломления можно использовать для создания оптических устройств, примером которых служат волноводы, свойства которых существенно отличаются от свойств обычных волноводов. Ранее уже исследовались направляемые моды в планарных2, прямоугольных и круглых волноводах. В частности, круглые двуслойные волокна обладают следующими свойствами: существование медленных мод, идеальное фазовое согласование (пересечение дисперсионных кривых) TE и TM медленных мод, знакопеременный поток энергии, нулевая групповая скорость моды, существование TEM мод. Медленными называются моды волновода, фазовая скорость которых меньше, чем скорость волн в однородной среде с показателем преломления сердцевины. В обычных волноводах все моды являются быстрыми.
Для численного расчета электромагнитных мод трехслойного волокна мы используем разработанный ранее операторный (матричный) подход5, который позволяет легко записать дисперсионное уравнение и поляризации мод. Отрицательный показатель преломления может иметь как сердцевина волокна, так и первый слой оболочки. В общем, свойства мод трехслойных волокон аналогичны свойствам двуслойных волокон, а характеристики мод регулируются с помощью толщины первой оболочки.
Веселаго В.Г., УФН, 92, 517 (1967).
Shadrivov I.V., Sukhorukov A.A., Kivshar Yu.S., Phys. Rev. E, 67, 57602 (2003).
Peacock A.C., Broderick N.G.R., Optics Express, 11, 2502 (2003).
Novitsky A.V., Barkovsky L.M., J. Opt. A: Pure Appl. Opt., 7, S51-S56 (2005).
Novitsky A.V., Barkovsky L.M., J. Phys. A: Math. Gen, 38, 391-404 (2005).

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТА С ДВУХСЛОЙНОЙ ФЕРРОМАГНИТНОЙ СТРУКТУРОЙ С НЕКОЛЛИНЕАРНОЙ ОРИЕНТАЦИЕЙ НАМАГНИЧЕННОСТЕЙ СЛОЕВ
Буханько А. Ф., Сукстанский А. Л. Донецкий физико-технический интститут НАНУ, Донецк, Украина, Вашингтонский университет, Сент Луис, США.

Исследованы особенности прохождения и отражения света от двухслойной ферромагнитной структуры с неколлинеарной ориентацией намагниченностей слоев. Вычислена характеристическая матрица и матрицы Джонса структуры. Представлен численный анализ полученных результатов.

Рассмотрено прохождение и отражение света от структуры, состоящей из двух ферромагнитных слоев, разделенных немагнитной прослойкой, с неколлинеарной ориентацией векторов намагниченности слоев, лежащих в плоскости пленки.


Рис. 1. Структура с неколлинеарной ориентацией намагниченностей слоев
Внешнее магнитное поле, приложенное в плоскости пленки, позволяет легко изменять магнитооптические характеристики системы, изменяя угол между векторами намагниченности в слоях, что, естественно, сказывается на всех магнитооптических характеристиках (коэффициентах прохождения и отражения, степени поляризации и т.д.)1. В замкнутом виде вычислена характеристическая матрица структуры, связывающая амплитуды волн на входе в систему и выходе из нее, и построены матрицы Джонса. Определены магнитооптические характеристики структуры для произвольного угла падения.
Результаты численного анализа демонстрируют существенную зависимость этих характеристик от угла между векторами намагниченности слоев и угла падения света. Показано, что неколлинеарность векторов намагниченности слоев приводит к

усилению зависимости характеристик отраженной и прошедшей волны от вариации параметров падающей волны.
Поскольку характеристическую матрицу многослойной структуры можно представить в виде произведения матриц, составляющих ее слоев, то полученные результаты могут быть обобщены на случай многослойных магнитных структур с чередующейся ориентацией вектора намагниченности2.
Отметим, что возможность сравнительно простого и эффективного управления характеристиками прошедшего и отраженного света с помощью внешнего магнитного поля, изменяющего угол между векторами намагниченности слоев, предопределяет широкие практические возможности использования магнитооптических свойств многослойных структур с неколлинеарной ориентацией намагниченностей слоев.
А.Ф. Буханько., А.Л. Сукстанский, Опт. и Спектр., 87, №6,1033-1040 (1999).
A.F. Bukhanko, A.L. Sukstanskii, JMMM, 250, 338-352, (2002).

СВЕТОВЫЕ И ТЕПЛОВЫЕ ПОЛЯ В МНОГОСЛОЙНЫХ БИОТКАНЯХ ПРИ ОСВЕЩЕНИИ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ
Сетейкин А.Ю., Красников И.В. Амурский Государственный Университет, Благовещенск, Россия.

В данной работе описывается версия метода Монте-Карло для моделирования распространения оптического излучения в рассеивающих биологических средах, основанная на использовании функции Грина отклика среды на единичное внешнее воздействие.

Терапевтическое действие лазерного излучения непосредственно связано с процессом гипертермии биотканей, что может стать как основным, так и сопровождающим эффектом. Это свидетельствует о необходимости построения модели расчета температурных полей биоткани при взаимодействии с низко интенсивным лазерным излучением.
В настоящей работе предложена модель расчета гипертермии многослойной кожи, включающая определение мощности объемного тепловыделения при лазерном облучении и результирующего температурного поля.
При построении модели расчета распространения лазерного излучения и процессов нагрева биоткани последняя рассматривалась как многослойная структура, на внешнюю границу которой падает лазерное излучение. Оптические и теплофизические параметры задаются для каждого слоя независимо. Предполагается, что направление распространения исходного лазерного пучка перпендикулярно поверхности среды.
Для моделирования тепловых процессов в биоткани требуется решить трехмерное уравнение Пуассона (1) с граничными условиями, описывающими взаимодействие биоткани с окружающей средой.
div(l ¦ gradT (x, y, z)) = Q( x, y, z), (1)
где X - коэффициент теплопроводности; T(x,y,z) - искомое распределение температуры; Q(x,y,z) - найденное на этапе решения оптической задачи распределение объемной плотности мощности тепловых нагрузок в биоткани, обусловленных поглощением лазерного излучения.
Поскольку обычно лазерные пучки симметричны относительно своей оси, это позволяет свести трехмерную задачу к двухмерной. Для построения расчетной модели может быть выбрана цилиндрическая система координат (r,z). В рассматриваемом случае ось симметрии совпадает с оптической осью лазерного пучка.
Помимо расчета распределения тепловых нагрузок, важную роль при построении модели гипертермии биоткани играет обоснованный выбор граничных условий. Если через R0 обозначить радиус лазерного пучка, а через R1 - радиус расчетной цилиндрической области, то при R1>>R0 на поверхности r = R1 может быть принято граничное условие, выражающее постоянство температуры на боковой поверхности расчетной области:

dr r =R1, ze[0, Z11
где Z1 - продольный размер расчетной области (толщина многослойной модели кожи).

При моделировании принималось R1=10R0, т.е. при радиусе пучка 0,5 мм R1=5
мм.
Температурное поле кожи, полученное при решении уравнения Пуассона методом конечных элементов, представлено на рисунке 1.

г,
Представленная модель содержит распределенные тепловые источники и два стока: на поверхности и в глубине. Максимум температуры наблюдается на некотором расстоянии от поверхности, что обусловлено взаимным влиянием источников и стоков.
Рис. 1. Распределение температуры в коже
Проведенные модельные расчеты выполнены с целью изучения воздействия лазерного излучения на сильно рассеивающую и поглощающую свет среду. Моделирование производилось в два этапа. Сначала оптическая часть задачи решалась методом Монте-Карло, основанным на использовании функций Грина отклика среды на единичное внешнее воздействие. Затем температурное поле рассчитывалось с помощью метода конечных элементов.
Результаты моделирования позволяют наглядно представить распределение полной освещенности и температуры в биоматериале. В полученном распределении температуры максимум наблюдается на некотором расстоянии от поверхности, что обусловлено взаимным влиянием распределенных по объему источников и двух стоков - в глубине и на поверхности.
НАСЫЩЕНИЕ ФОТООТКЛИКА БАКТЕРИОРОДОПСИНА
Коклюшкин А.В., Богдашкин Ш.Р. Санкт-Петербургский государственный политехнический университет
Санкт-Петербург, Россия

В работе исследовалось насыщение амплитудной и фазовой составляющих фотоотклика различных синтетических аналогов бактериородопсина методом фазомодулированных пучков. В результате измерены амплитудно-фазовые вклады в фотоотклик в зависимости от интенсивности возбуждения и установлен характер их насыщения.

Белковые молекулы бактериородопсина (БР) являются уникальными преобразователями световой энергии «работающие» в видимом диапазоне спектра. Высокая, стабильность оптических свойств в сочетании с возможностью изменения спектрального положения полос поглощения обуславливает бурный рост различных синтетических аналогов БР и генетических модификаций, общее число которых к настоящему времени перевалило за тысячу.
В настоящей работе исследовались генетически модифицированный аналог БР D96N суспендированный в глицерине и синтетические аналоги БР заключенных в желатиновую матрицу (эти образцы представляли собой тонкие пленки нанесенных на стеклянную поверхность): wild, 4-keto и 3,4-didehydro. Соответствующие максимумы trans - полос поглощения БР расположены в областях: 568нм для суспензии и 560нм, 570нм, 510нм для пленок. Наличие достаточно широкой trans-полосы поглощения в видимой области спектра обуславливает использование лазерного излучения с длиной волны 633нм индуцирующее заметный фотохромизм с характерным временем порядка секунды1.
Измерение амплитудной и фазовой составляющей фотоотклика производилось по методике фазомодулированных пучков. В результате цифровой обработки сигнала энергообмена с последующим его разложением в ряд Фурье были получены и проанализированы насыщающиеся зависимости как фазового, так и амплитудного фотооткликов. Так было обнаружено, что насыщение амплитудной и фазовой составляющих фотооклика происходит одинаковым образом, а их соотношение не зависит от интенсивности света. При этом сам процесс насыщения эффективности энергообмена происходит в полном соответствии с процессом насыщения энергообмена типичном для двухуровневых систем.

1. Н.М.Кожевников, А.Е.Королев, М.Ю.Липовская, В.Н.Назаров, Оптический журнал, 67, №8, 27-30, (2000).
РОЛЬ КУТИКУЛЫ ЛИСТА НА ПОЯВЛЕНИЕ ЭЛЛИПТИЧЕСКИ ПОЛЯРИЗОВАННОЙ КОМПОНЕНТЫ В ОТРАЖЁННОМ
ИЗЛУЧЕНИИ
Вощула И.В.
Институт физики НАН Беларуси, Минск, Беларусь.

Предложена модель отражения кутикулой листа падающего линейно поляризованного излучения. Выполнены оценки показателя преломления и среднего угла наклона микрограней шероховатой поверхности кутикулы.

Кутикула листа представляет собой многослойную структуру, в которой содержаться слои чисто кутикулярного воска (кутина), а также кутикулярного воска с включениями полисахаридов и аминокислот. Кутикула выполняет ряд важных функций, в числе которых защита растений от возбудителей болезней, насекомых, механических повреждений, химических веществ.
Целью данной работы являлось исследование появления эллиптически поляризованной компоненты при отражении линейно поляризованного излучения He-Ne лазера от шероховатых поверхностей листьев Begonia Fista и Hedera Helix1, а также оценка показателя преломления кутикулы и среднего угла наклона шероховатостей.
Появление эллиптичности у отраженного листом линейно поляризованного излучения можно объяснить наличием актов полного внутреннего отражения, которые происходят на неоднородностях (воздушных полостях) кутикулы, если азимут поляризации падающего излучения (<р) не равен 0° или 90°, поскольку компоненты отраженного излучения с плоскостями поляризации перпендикулярной и параллельной плоскости падения испытывают скачки фаз разной величины.
Используя результаты2 проведены численные расчёты разности фаз (5) между ортогонально поляризованными компонентами излучения, отражённого листьями растений. В расчётах использовались различные функции распределения углов наклона шероховатостей кутикулы к макроповерхности листа: сферическая, равномерная, нормальная. Наилучшее соответствие с наблюдаемыми экспериментальными результатами даёт применение в численных расчётах нормальное распределение. Методом наименьших квадратов были найдены показатели преломления кутикулы исследуемых листов (n) и средний угол наклона
микрограней шероховатой поверхности кутикулы (у0) . Для листьев Begonia Fista n находиться в пределах 1,44 -т1,46, а у0 = 60 -т 65о. Для верхней стороны листьев Hedera Helix n = 1,44 -т 1,46, у0 = 45о, а для нижней - n = 1,4 -т 1,41; у0 = 55о.
В.А. Длугунович, В.А. Зайцева, О.В. Царюк. Журн. прикл. спектр., 68, №1, 71-75, (2001)
А.Г. Ушенко, В.К Полянский. Журн. прикл. спектр., 36, №6, 1009-1014, (1982)
ЗАПИСЬ СКРЫТЫХ ИЗОБРАЖЕНИЙ В ДОТ-МАТРИЧНЫХ
ГОЛОГРАММАХ
Казак А. А.
Белорусский Государственный Университет, Минск, Беларусь, *ЗАО Голографическая Индустрия, Минск, Беларусь.

В работе проведено экспериментальное исследование записи скрытых изображений в дот-матричных голограммах, проведён анализ различных схем записи.

Дот-матричные голограммы являются особым типом голограмм. Они представляют собой голографическое изображение, полученное путём объединения множества точек, состоящих из дифракционных решёток, сформированных на плоской поверхности. Отличие его от изображения, создаваемого методами традиционной голографии, заключается в процессе его получения и производимом визуальном эффекте. Для создания желаемых изображений может быть использован любой коммерчески доступный графический программный пакет. Основной принцип, лежащий в основе процесса разработки дот-матричных голограмм - это создание подобия графического фильтра, который является итогом преобразования исходного изображения, являющегося набором пикселей, в матрицу точечных дифракционных решёток. Суммарный эффект от всех точек голограммы и создаёт затем эффекты предусмотренные исходным графическим проектом.
По существу, все дот-матричные голограммы создаются пиксель за пикселем путём изменения периода и пространственной ориентации записываемых дифракционных решёток. Машины для голографической записи голограмм такого рода используют интерференционную картину, образуемую двумя сходящимися лазерными пучками.
Область применимости дот-матричных голограмм достаточно велика. Несомненным плюсом в создании защитных голограмм такого рода является возможность добавления в голографическое изображение особых эффектов (динамических, кинетических, трёхмерных), а также скрытых изображений, затрудняющих возможность подделки.
В ходе эксперимента голографическая запись осуществлялась на установке Sparkle I AHEAD Optoelectronics с использованием в качестве источника излучения гелий - кадмиевого лазера.
В данной работе рассмотрены и проанализированы различные схемы записи дот-матричных голограмм. Экспериментально исследованы особенности записи голограмм при различных разрешениях оптической системы. Рассмотрен случай записи скрытого изображения в массиве дифракционных точек и определены необходимые параметры для формирования такого рода защитных особенностей на производимых дот-матричных голограммах.
Проведенный анализ условий записи элементарных ячеек скрытого изображения в дот-матричных голограммах позволил выявить оптимальные параметры формирования точечных дифракционных решёток, образующих скрытое изображение, и определить границы возможностей имеющейся системы для голографической записи скрытых изображений.
ВЫСОКОЭФФЕКТИВНЫЕ МУЛЬТИПЛЕКСНЫЕ
ГОЛОГРАММЫ НА ОБРАЗЦАХ МАТЕРИАЛА "ДИФФЕН"
Лесничий В. В., Начаров А.П. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия.

Рассмотрен метод получения мультиплексных голограмм с независимой регистрацией наложенных голограмм-решеток. Проведены измерения параметров голограмм на различных этапах и показана возможность получения пяти голограмм-решеток с дифракционной эффективностью выше 50%.

Интерес к фотонно-кристаллическим структурам, возросший в последнее время, обусловлен тем, что на их основе можно создать материалы с такими свойствами, которых нет у природных материалов. Для создания подобных структур применяют различные методы, в том числе голографический с использованием мультиплексирования.
В работе изложены результаты экспериментов по получению высокоэффективных наложенных голограмм методом углового мультиплексирования с независимой постэкспозиционной обработкой. Для получения голограмм использованы образцы объемной полимерной среды «Диффен» (с толщиной образцов 1-2 мм), которая разработана в Государственном Оптическом Институте 1. Запись наложенных голограмм-решеток производилась при изменении угла поворота образца относительно положения интерференционной картины, как показано на рис.1.

Рис.1. Схема записи наложенных голограмм. РС - регистрирующая среда. i1; i2 -когерентные плоские волны (X = 488 нм). 1, 2, 3 - положения образца при записи наложенных голограмм №1, №2, №3
Процесс получения голограмм на образцах материала «Диффен» состоит из трех основных этапов: 1 - регистрация голограммы; 2 - постэкспозиционный прогрев образцов, во время которого происходит усиление голограммы; 3 -фиксирование, после проведения которого образец становится нечувствительным к свету. При записи большого количества низкоэффективных голограмм (использование мультиплексной голограммы в качестве элемента оптической памяти 2) обычно производится последовательная регистрация всех наложенных голограмм, а затем идёт прогрев образца и его фиксирование.
Для достижения высокой дифракционной эффективности наложенных голограмм на материале «Диффен» используется другая схема получения: регистрация наложенной голограммы №1, прогрев образца; регистрация наложенной голограммы №2, прогрев образца; и т. д. Фиксирование производится после регистрации и прогрева последней голограммы.
В качестве основного параметра голограммы использовалась дифракционная эффективность (ДЭ) и фазовая модуляция - ф1.
(pi = , где П1 — амплитуда изменения показателя преломления среды; Т -
л cose
толщина голограммы; X — длина волны падающего излучения в воздухе; 29 — угол между пучками I1 и I0 3.
Результаты измерения параметров наложенных голограмм представлены на рис.2.

f. i { I ^ i, , t, часов
0 100 200 300
Рис.2. Мультиплексная голограмма. (Нп = 0,8Дж/см2)
В таблице приведены результаты измерения параметров мультиплексных голограмм с различной экспозицией, состоящих из семи наложенных голограмм.

Экспозиция отдельной голограммы, Дж/см2
Кол-во голограмм с эффективностью >50%
n1



Первая
наложенная
голограмма
Седьмая
наложенная
голограмма
0,4
5
0,4*10-4
0,2*10-4
0,8
5
0,7*10-4
0,2*10-4
1,2
5-6
10-4
0,2*10-4

Как видно метод позволяет получать мультиплексные голограммы, состоящие из пяти наложенных голограмм с ДЭ не ниже 50% независимо от экспозиции. Следует отметить, что амплитуда модуляции коэффициента преломления в голограмме зависит от экспозиции и номера голограммы.
О.В. Андреева, О.В. Бандюк, А.А Парамонов. Объёмные пропускающие голограммы в полимерной среде с фенантренхиноном. Оптический журнал. Т.67.№12.С.27-33(2000).
G.J. Steckman, I. Solomatine, G. Zhou, D. Psaltis. Characterization of phenanthrenequinone-doped poly(methyl methacrylate) for holographic memory. Optics letters.Vol. 23 № 16.P.1310-1312(1998).
О.В Андреева. Объёмные регистрирующие среды для голографии на основе пористого стекла с галоидным серебром и полимера с фенантренхиноном. Проблемы когерентной и нелинейной оптики. СПб ИТМО.С.58-66(2004).
ЗОННЫЕ СТРУКТУРЫ ТРЕХМЕРНЫХ ФОТОННЫХ КРИСТАЛЛОВ, ПОЛУЧАЕМЫХ МЕТОДОМ ИНТЕРФЕРЕНЦИОННОЙ ЛИТОГРАФИИ
Пихуля Д.Г., Микляев Ю.В. Вузовско-академический отдел нелинейной оптики Института электрофизики УрО РАН и Южно-Уральского государственного университета, Челябинск, Россия.

В работе представлены результаты расчета зонных структур трехмерных фотонных кристаллов, которые могут быть получены методом интерференционной литографии. Рассматривался случай трехкратного экспонирования фоторезиста двухволновой интерференцией. Определена оптимальная геометрия решетки для данного способа записи.
Получение трехмерных фотонных кристаллов макроскопических размеров, обладающих запрещенной зоной в ближней инфракрасной и видимой областях спектра позволяет наблюдать целый ряд недоступных ранее эффектов, среди которых наиболее впечатляющим, несомненно, является возможность управления спонтанным излучением. Несмотря на интенсивные исследования, проводимые в последние годы в области синтеза фотонных кристаллов, проблема изготовления таких решеток остается непреодоленной. Одним из наиболее перспективных методов синтеза является предложенный в 2000г метод интерференционной литографии1. Этот метод состоит в экспонировании фоторезиста (фотополимера) трехмерно-периодической картиной распределения интенсивности, получаемой при интерференции четырех и более волн.
В отличие от схем многоволновой интерференции1 запись решеток многократным экспонированием фоторезиста двухволновой интерференцией допускает плавную перестройку постоянной решетки при сохранении её конфигурации2.
В настоящей работе исследовалась зонная структура трехмерных фотонных кристаллов, которые могут быть получены при трехкратном экспонировании фоторезиста интерференцией двух плоских волн. При переходе от инфракрасного диапазона длин волн к видимой области спектра резко уменьшается выбор веществ для материала решетки, которые могут обеспечить контраст показателя преломления, необходимый для существования запрещенной зоны. В связи с этим нами особое внимание уделялось зависимости ширины запрещенной зоны от контраста показателя преломления.
При помощи программы, разработанной в mit3, нами была рассчитана зонная структура, соответствующая трем кубическим решеткам: гранецентрированной, простой кубической и объемно-центрированной. При этом варьировалось как значение диэлектрической проницаемости материала (1<db <3,5), так и величина пороговой интенсивности (что, в свою очередь обеспечивало изменение коэффициента заполнения пространства диэлектриком).
Для структур, соответствующих объемно-центрированной решетке запрещенных зон обнаружено не было. Для гранецентрированной кубической решетки обнаружено существование двойной запрещенной зоны между 2-ой и 3-ей и между 7-ой и 8-ой зонами. Для простой кубической решетки обнаружена запрещенная зона между 5-ой и 6-ой зонами. Пороговое значение контраста

показателя преломления для возникновения запрещенной зоны у простой кубической решетки равно 2,7. Для гранецентрированной решетки это значение для запрещенной зоны между 2-ой и 3-ей зонами равно 2,5, а между 7-ой и 8-ой зонами равно 2,9. На рис.1 представлена зависимость ширины запрещенной зоны 2(D6minn5maxn6minD5max от величины пороговой интенсивности (отн. ед.) и показателя преломления (здесь D5max и Обши - максимум зоны 5 и минимум зоны 6, соответственно).

пороговой интенсивности полимеризации
Величина запрещенной зоны простой кубической решетки при показателе преломления n=3,45 (кремний) составила 11%, что превысило значение таковой для ГЦК решетки (5,8%). Отсюда можем сделать вывод, что при изготовлении фотонного кристалла из кремния для возникновения запрещенных зон более выгодна простая кубическая решетка. При использовании материала с более низким показателем преломления преимуществами начинает обладать ГЦК решетка.
Кроме кубических решеток нами исследовалось поведение зонной структуры в более общем случае, при непрерывном переходе от гранецентрированной к простой кубической и далее, к объемно-центрированной кубической решетке, реализующемся при изменении угла между записывающими волнами.
M. Campbell, D.N. Sharp, M.T. Harrison, R.G. Denning, A.J. Turberfield, Nature, 404, 53-57, (2000).
C.K. Ullal, M. Maldovan, E.L. Thomas, G. Chen, Y.-J. Han, S. Yang, Appl. Phys. Lett, 84, №26, 5434-5436 (2004).
Steven G. Johnson, J. D. Joannopoulos, Optics Express, 8, №3, 173-190 (2001), http://www.opticsexpress.org/abstract.cfm?URI=OPEX-8-3-173
АССОЦИАЦИЯ МОЛЕКУЛ КРАСИТЕЛЕЙ В ПОРИСТОМ
СТЕКЛЕ
Гордеева Ю.А., Чугаров Д.П. МГУ им. М.В. Ломоносова, физический факультет, Москва, Россия "Физическая оптика и спектроскопия", с зачтением

Исследованы процессы ассоциации молекул красителей различного типа, внедренных в матрицу пористого силикатного стекла с разными размерам пор. По анализу спектров поглощения определены степень ассоциации и угол между мономерами в димерных молекулах красителей, адсорбированных в пористом стекле.

В докладе представлены результаты исследования процессов ассоциации молекул различных красителей, внедренных в матрицу пористого стекла с размерами пор 1.3 нм, 1.7 нм, 3.3 нм и 6.5 нм. В работе были использованы красители различного типа, отличающиеся по зарядовым свойствам и размеру молекул: родамин 6Ж (катионный), метиленовый голубой (катионный) и эозин (анионный).
Введение красителей в поры осуществлялось путем адсорбции их из этанольных растворов. Концентрация красителя в растворах, из которых происходила адсорбция, возрастала от 1х10-6 моль/л до 1.2х10-3 моль/л. Спектры поглощения регистрировались после испарения этанола. При увеличении концентрации красителя в спектрах поглощения появляется второй максимум, соответствующий поглощению димерных молекул. По соотношению площадей под пиками была определена доля мономеров и ассоциированных молекул.
Так как процессы ассоциации исследовались в области концентраций красителей, где образуются простые ассоциаты (димеры), характеристикой структуры такого ассоциата может служить ф между плоскостями образующими его молекулами красителя.
В работе представлены следующие результаты:
Установлено различие градиента степени ассоциации (1-Х) от концентрации для красителей различного типа в порах разного размера.
Получена зависимость степени ассоциации (1-Х) от радиуса пор для красителей различного типа.
Получена зависимость угла ф от концентрации для красителей различного типа.
Получена зависимость угла ф от радиуса пор матрицы в случае анионных и катионных красителей.
В пористом стекле наблюдается неоднородное концентрирование взаимодействующих молекул, что может быть связано с тем фактом, что участки поверхности с большой локальной кривизной обладают большей адсорбционной способностью. Наблюдаемые различия хода степени ассоциации (1-Х) и угла ф между мономерными молекулами в димере объясняются отличным взаимодействием красителей различного типа со стенками пор матрицы пористого стекла.
СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГРАНУЛЯРНЫХ НАНОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ Ni И Pd
Я. Сосковец, А. Хайруллина, В.Бабенко Институт физики, НАНБ, Минск, Беларусь.

Спектроскопические свойства Ni и Pd наноструктур исследовались в зависимости от плотности упаковки и времени окисления. Показана возможность определения толщины оксидной оболочки и концентрации наногранул из простых оптических измерений. Обнаружена гигантская фотоэмиссия для упорядоченных Ni наноструктур.

Спектральные характеристики планарных наноструктур на основе никеля и
палладия, полученных методом лазерной электродисперсии1 на кварцевой подложке,
исследовались на спектрофотометре Cary-500. Исследуемые структуры представляют собой аморфные гранулы размером 2.5нм для Ni и 2нм для Pd,
покрытые слоем оксида c различными толщинами, и цепочки и агрегаты,
образованные из этих гранул2. Pd-структуры были получены в течении 3с и 9с. Никелевые структуры напылялись в течении 15с в магнитном поле и 15с, 30с,1 мин без приложения магнитного поля. Плотность упаковки полученных структур зависит от времени напыления. Как показано в работе2 эта зависимость линейна и позволяет оценивать концентрацию наночастиц на поверхности.
Ход спектральной зависимости оптической плотности D=seffd для неориентированных в магнитном поле образцов Ni с малой плотностью упаковки и Pd (рис.1 и 2) повторяет общий ход рассчитанного коэффициента экстинкции для изолированных сферических частиц с оболочкой2, т.е. по мере увеличения толщины оксидного слоя на металлической частице, оптическая плотность уменьшается.

свободной атмосфере.
месяца окисления в свободной атмосфере.

Согласно теоретическим расчетам2 соотношение радиусов оксидной оболочки и металлического-ядра для Ni примерно равно 2, для Pd около 2. Cмещение плазменных резонансов в длинноволновую область спектра2 и рост оптической
плотности (рис.2) при увеличении плотности упаковки связан, с увеличением
количества цепочек из оксидированных наногранул2. Для Ni-образца с максимальной поверхностной плотностью упаковки (C=0.8) описание его свойств

сферическими гранулами и цепочками в приближении однократного рассеяния возможно только в области длин волн X<800 нм. Далее D(X) описывается как для пленки ферромагнитного никеля2: D(X)=4n k(X )d / X.


D

Оптическая плотность для не окисленного ориентированного Ni-образца выше, чем для неориентированного (рис.3). Это связано с выстраиванием частиц Ni вдоль линий магнитного поля в цепочки, поглощение которых значительно больше поглощения отдельных частиц2. Изучение оптической плотности в ИК-области спектра показало наличие сильного излучения для этого образца вблизи полосы поглощения кварца (рис.4). По нашему мнению, это излучение обусловлено люминесценцией от NiO, усиленной цепочками из наночастиц никеля .
Авторы выносят благодарность Д.Явсину, В.Кожевину, С.Гуревичу и П. Третьякову за предоставленные для исследований образцы. Работа выполнена в рамках международного проекта МНТЦ B-678.
V.Kozhevin, D.Yavsin, V. Kouznetsov, V.Busov, V.Mikushkin, S.Nikonov, S.Gurevich, Journal of Vacuum Sci. Technology, №18, 1402-1405, (2000).
Ya.Saskavets, A.Khairullina, V. Babenko, T.Olshanskaya, D.Yavsin, V.Kozevin, P.Tretyakov, S.Gurevich, Proceeding of 1st International Conference «Micro- and Nano-Technology», March, Vienna, 316-324, (2005)

О РАССЕЯНИИ СВЕТА НА НЕОДНОРОДНОСТЯХ СКОРОСТИ
ДВИЖЕНИЯ СРЕДЫ
Киселев Ал. С., Киселев Ан. С. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия

Рассмотрено рассеяние излучения на цилиндрических и сферических неоднородностях скорости движения среды. Проанализирован случай падения плоской монохроматической волны вдоль оси вращения неоднородности. Получена аналитическая формула сечения рассеяния на цилиндре. Проведены расчеты сечений рассеяния цилиндра и шара.

В работах1,2 рассмотрено рассеяние электромагнитного излучения на неоднородностях скорости движущейся среды для случая взаимно перпендикулярного направлений осей вращения и падения излучения. В данной работе анализируется случай параллельного направления упомянутых осей.
Как и в статьях1,2, будем использовать стандартные уравнения Максвелла и материальные уравнения Минковского для случая малых скоростей движения
среды v, Ус << 1.

1 dB
div B = 0, rot E
c dt
, ^ n 1 dD
div D = 0, rot H = , (1)
c dt
D = sE + S—-1[v x H], B = —H + SU—-1 [E x v],(2) cc
где Е и H - напряженности электрического и магнитного полей, D и B -
электрическая и магнитная индукции, c - скорость света в вакууме, s и — -
электрическая и магнитная проницаемости сплошной среды. Дисперсия считается
пренебрежимо малой.
Из формул (1) и (2) получим волновые уравнения1.
„ . ait и A и и и , ч
? ¦ D = fD, ?• B = fB,
s— d2 d2 d2 d2
"T 7, A = 7 + 7 + :
c2 dt2 dx2 dy2 dz2

(
s d
fd =
rot rot [v x H] rot [E x v]
V c dt )
f =-S//-1 f rot rot [E x v]-——rot [v x H]
c
(4)
s/и-1
V c dt j
При условии малости скорости движения среды волновые уравнения могут быть решены с помощью теории возмущения. Ограничиваясь первым порядком
малости по параметру у/, E = E 0 + E1 и H = H 0 + H1, где E 0 и H 0 ­

невозмущенное решение, отвечающее плоской монохроматической волне с частотой С, получим:
? ¦ Ei = fE

? ¦ Hi = tH
(5)


f

E
e iat -1 {graddiv [v x H0 ] + k2 [v x H0 ] + ik rot [E0 x v] },
cn

fH =
n2 -1
(6)
¦ x
f cn
x
{grad div[E0 x v] + k2 [E0 x v] - ik rot [v x H0 ]}
Здесь n - показатель преломления среды; k - волновое число.
Решая (5) и (6) методом запаздывающих потенциалов и вычисляя с их помощью дифференциальное сечение рассеяния Р(6,ф) ' , для случая цилиндра получим аналитическую формулу:

1
n2 -1
x
2
cn
Р
(cose-1)2 (7)
x p0 J2 (kp0 sin e)sin2 (kkh (cose -1))
Здесь P0 - радиус основания цилиндра, h - половина высоты цилиндра, J2 — функция Бесселя второго порядка. e и ф - углы в сферических координатах.
Проведены расчеты сечений цилиндра и шара для разных размеров неоднородностей.
Н.Н. Розанов, Г.Б. Сочилин, Опт. и спектр., 94, №4, 624-631, (2003).
Ал.С. Киселев, Ан.С. Киселев, Н.Н. Розанов, Г.Б. Сочилин, Известия РАН сер. физическая, в печати.
И.Е. Тамм, Основы теории электричества, М., Наука, (1989).

DESIGN OF VECTOR BEAMS IN FREE SPACE
Timoshchenko I.A. Belarusian State University, Minsk, Belarus

The vector description of laser beam field based on the use of differential manifolds is proposed. Three functions defined on a beam manifold allows to specify amplitude profile, beam polarization and its divergence.

Description of spatial structure of laser beam is of continuing interests since very early works of laser physics. The theoretical treatment of the laser beam in most textbooks and publications usually involves the solution of the scalar Helmholz equation. But the description of processes of Sisyphus cooling1 and cooling by polarization gradients2-3 demands taking into account the vector nature of laser beam.
Plane wave deposition method plays great role in analysis of laser beam. To compose electromagnetic field of plane waves one should specify all parameters of each plane wave. It is convenient to introduce them as functions on so called beam manifold4.
We consider that the electromagnetic field of monochromatic laser beam can be described by the following formula, assuming time dependence to beexp(-i ct):
E(r) = J de]d<p F(0, p) exp[iker (0, p) ¦ r]Ger (?(0, q>))eff (0, p) sin 0,
0 0
where F(0, pp) - the angular spectrum, defines amplitude of a partial wave, k is wave number, Ger (?) = exp(Јerx) is the rotation operator around vector er on angle ?, erx is the antisymmetric tensor dual vector er, (er, ee, ep) are the spherical basis vectors,
(0, pp) are the spherical angles, в' = кв, к e (0,1] is real parameter. The beam manifold
is a spherical segment, the initial phase of each plane wave is considered to be zero. To obtain magnetic component of a field one should replace polarization vector by
er x Ger (Ј)e0 ' .
To describe Gaussian beam with axial symmetry one should take angular spectrum of the formF(0,<p) ˜ exp[-k w0 sin 0/4]. The rotation operator gives possibility to choose polarization of beam by varying parameterization ?(0', p). Considering ? = 0 one obtains field with predominant Ez component. To describe field with, for instance,
predominant Ex component one should set ? = arctan[tan 1pcos0]. The parameter
? allows us to squeeze the angular spectrum of a beam to the propagation axis. This parameter determines the beam divergence.
Y. Castin et al, Phys. Rev. A 50, No 6, 5092-5115, (1994)
J. Dalibard and C. Cohen-Tannoudji, J. Opt. Soc. Am. B 6, No 11, 2023-2045
(1989)
P. J. Ungar et al, J. Opt. Soc. Am. B, 6, No 11, p. 2058-2071 (1989)
G.N. Borzdov, Phys. Rev. E 65, 066612, (2002)

ВОЗДЕЙСТВИЕ ТЕПЛОВОГО ПОЛЯ ПОГЛОЩАЮЩЕЙ СРЕДЫ НА ДВИЖЕНИЕ АТОМА ВБЛИЗИ ЕЕ ПОВЕРХХНОСТИ
Авербух Б.Б., Авербух И.Б. Тихоокеанский государственный университет, Хабаровск, Россия.

Показано, что флуктуационное электромагнитное поле (тепловое поле), всегда присутствующее вблизи поверхности поглощающей среды, может существенно влиять на движение атомов, приближающихся к поверхности, играя, при определенных условиях даже роль теплового электромагнитного зеркала для этих атомов

^временные технологии позволяют создавать и исследовать различные обьекты и структуры с характерными размерами в микро- и нанодиапазонах. Поэтому в последнее время большое внимание уделяется исследованию движения заряженных и незаряженных частиц вблизи различных поверхностей, когда расстояние между частицей и поверхностью находится в указанных диапазонах. Это связано, например, как с интерпретацией данных по силовой зондовой микроскопии, так и с проблемами атомно-пучковой эпитаксии.
В настоящей работе рассматривается движение атома вблизи поверхности поглощающей среды и, следовательно, находящегося в тепловом поле этой среды. Особенностью теплового поля является его широкий спектр. Действие этого поля на атом обусловлено как стоячими, так и плоскими бегущими волнами. В работе получены выражения для обоих типов сил. Cmra F1, действующая на атом со стороны стоячих волн, зависит от расстояния z между атомом и поверхностью, а сила F2 , действующая на атом со стороны плоских бегущих волн - нет. Качественно явление выглядит следующим образом. Вдали от поверхности по оси z на атом действует в основном сила F2, не зависящая от z . Так как бегущие тепловые волны распространяются навстречу приближающемуся к поверхности атому, то сила F2 направлена против скорости атома. По мере приближения к поверхности увеличивается сила F1. Спектральная компонента этой силы определяется градиентом спектральной плотности энергии uc. Вблизи (kz << 1) поверхности uc пропорциональна z 3 и поэтому сила F1 становится превалирующей. Эта сила
может быть направлена как по так и против вектора скорости атома. При определенных условиях это может привести к отражению атома от границы раздела.

ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ КВАДРУПОЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ВОДОРОДОПОДОБНЫХ АТОМОВ С ВНЕШНИМ ПОЛЕМ
Хусаинов М. М., Ларионов А. Л.* Казанский физико-технический институт РАН им. Е. К. Завойского,
Казань, Россия,
* Казанский Государственный Университет им. В.И. Ульянова-Ленина,
Казань, Россия.

Предлагаемая вниманию работа содержит исследование эффектов электрического квадрупольного экранирования в кристаллах голоэдрии Oh, построенных из водородоподобных атомов. Последовательно рассматриваются различные взаимодействия, заключаясь выводом основных характеристик системы - квадрупольных поляризуемости и экранирующего множителя.

В настоящей работе исследуются возможности приложения к взаимодействию многоатомных систем с внешним полем теории электрического квадрупольного экранирования, развитой Р. М. Штернхеймером [1-2] и его последователями для взаимодействия электронов с ядром в атомах и простых молекулах. В силу справедливости принципа суперпозиции последовательно рассматриваются:
Взаимодействие атома с внешним электрическим полем H' = (1/2)-Xap Qap-pap(0), приводящее к индуцированию на атоме наведенных квадрупольных моментов и возникновению индуцированного неоднородного электрического поля на атоме. Свойства атома как преобразователя внешнего сигнала в квадрупольном приближении определяют квадрупольная поляризуемость a (измеряющая способность атома создавать наведенный квадрупольный момент при действии поля) и экранирующий множитель Штернхеймера у (измеряющий способность атома создавать неоднородное поле при воздействии неоднородного поля). Эти величины вычисляются для начального основного (невырожденного) состояния I100> по стационарной теории возмущений. Для продольной квадрупольной поляризуемости получается значение, близкое к 15-a05 , полученному Штернхеймером [2] посредством решения неоднородного уравнения Шредингера. Для вычисления радиальных интегралов применен теоретико-групповой метод Хадингера - Бессиса -Бессиса - Бадави, позволяющий вычислить их с произвольно заданной точностью (учитывая любое конечное число значений n возбужденных уровней). Были проведены вычисления с учетом 60, 70, 80, 100 и 200 первых возбужденных уровней. Поскольку отличие последнего результата от первого составляет для всех радиальных сумм не более 1.13%, сходимость ряда, по-видимому, очень быстрая.
Рассматривается квадруполь-квадрупольное взаимодействие атомов посредством наведенных моментов в кристаллах с объемно- и гранецентрированной решетками кубической кристаллической системы, характерными для безпримесных кристаллов щелочных металлов. Суммирование по координационным сферам проведено с точностью до 4%о.
3. Формулируется и решается в общем виде самосогласованное уравнение,
определяющее квадрупольный момент в узле при наличии всех электрических
квадрупольных взаимодействий. Зависимость от конкретного потенциала внешнего

поля определяется в решении 4-мя параметрами, от свойств атома - 1 параметром, от конкретной кристаллической решетки - 1 параметром.
В нашей работе поляризуемость и экранирующий множитель появились как тензоры, что позволило рассматривать атом без обязательного предположения об аксиальной симметрии, которое справедливо лишь очень приближенно.
Все наши расчеты сделаны без каких-либо предположений о симметрии внешнего поля, что позволяет использовать результаты для любых квазистационарных не очень интенсивных классических полей.

¦(<М0) + <М0))
Qaa = - -v>(0) - 2
8 - 9-T ¦ а
при а ф р.
Диагональные компоненты квадрупольного момента в кристаллах голоэдрии Oh, в отличие от недиагональных, зависят только от природы атомов и не зависят от типа кристаллической решетки.
Экранирующие множители в кристаллах голоэдрии Oh:
1-
1 - —
= y
У арар
16
2
4
f 81- T ¦ d\ ˜ = y L 27- T ¦ d\ ˜ 6
Уаарр =
8-9 T а

Электрическое квадрупольное экранирование внешнего поля в кристалле кубической кристаллической системы определяется 9-ю независимыми параметрами: 2 из них определяют свойства атома (константы поляризуемости и экранирующего множителя, например, их продольные компоненты), 1 - свойства решетки и 6 - в общем случае независимые вторые производные потенциала.
R. Sternheimer, Phys.Rev. V.84, №2, pp.244-253, (1951)
R.M. Sternheimer, Phys.Rev. V. 96, №4, pp.951-968, (1954)
В.Г. Левич, Ю.А. Вдовин, В.А. Мямлин, Курс теоретической физики, Т1,2. изд.2-е, перераб. М:Наука, 1969-1971

ЛАЗЕРНАЯ КОРРЕЛЯЦИОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ПОЛИМЕР-МИЦЕЛЛЯРНЫХ СИСТЕМ
Булаков Д.В., Алексеев Д.Б., Салецкий А.М.

В последние время широкое распространение в производстве и повседневной жизни получили поверхностно-активные вещества (ПАВ) и полиэлектролиты. Это связано с тем, что эти вещества широко используются для изготовления полимерных мембран, применяемых для очистки водных систем, в медицине, косметике, пищевом производстве, текстильном производстве и других технологиях. Взаимодействия между полиэлектролитами и противоположно заряженными молекулами поверхностно-активных веществ очень сильны и приводят к формированию комплексов, представляющих собой высокоорганизованные молекулярные структуры.
Одними из важнейших характеристик полимер-мицеллярных комплексов являются их форма и размер. Знание этих параметров комплексов для различных концентраций и степеней полимеризации полиэлектролита позволит создавать полимер-мицеллярные комплексы заданной структуры. Целью данной работы является экспериментальное исследование зависимости размера и формы комплекса полиэлектролит-мицелла от концентрации и степени полимеризации полиэлектролита. В качестве ПАВ использовался катионный цитилпиридиний хлорид с числом агрегаций 95 при концентрации 10-2 моль/л. Данная концентрация является критической концентрацией мицеллообразования для выбранного нами ПАВ. В качестве полиэлектролита была выбрана полиакриловая кислота (ПАК) с различной степенью полимеризации: 254, 627, 831, 1510 и 3900 звеньев. Экспериментальное изучение структуры образующихся комплексов проводилось методом корреляционной спектроскопии динамического рассеяния света, которое регистрировалось при различных углах на автоматизированном коррелометре.
В данной работе использовалась связь между корреляционной функцией раствора и гидродинамическим радиусом рассеивателя:

3r/r л2 2
где Г - величина диффузного уширения, R- гидродинамический радиус рассеивателя, в - угол рассеивания.

формуле (6) будет линейной. Если форма рассеивателя отлична от сферической, то
Г • 2(в} б йй й
зависимость 1 от sin I 2 I будет отлична от линейной и описываться степенной
функцией вида Y = A х X .
Проведенные нами исследования для изученных систем наблюдается линейная зависимость Г от sin2 (6/2) для различных концентраций и значений степеней полимеризации ПАК. В качестве примера, на рис. 1 представлена зависимость Г от sin2 (6/2) растворов ПАК+ПАВ двух концентраций и трех значений степени полимеризации ПАК.
На рис. 2 представлена зависимость дисперсии распределения образующихся комплексов по размерам от концентрации ПАК и степени полимеризации. Из рис.2 видно, что наибольший разброс размеров (dR) образующихся комплексов ПАК­

мицелла наблюдается при концентрации полиэлектролита ˜3-10-4 моль/л. При этом для каждой концентрации полиэлектролита зависимость dR от числа сегментов L практически не наблюдается. Некоторое увеличение dR наблюдается для растворов, содержащих полиэлектролит с L=3900сегм.

0,18 0,28 0,38 0,48

1 -| Г, мкс

L,сегментов


Следует отметить, что при больших степенях полимеризации полиэлектролита, в растворах наблюдается формирование комплексов двух типов (с двумя характерными средними размерами) На рис.3, в качестве примера представлено распределение образующихся комплексов ПАК-мицелла для степени полимеризации полиэлектролита L=831сегм. и различных его концентраций. Из рис.4 видно, что при малых концентрациях полиэлектролита (от 10-5 до 5 10-4 моль/л) наблюдается формирование комплексов с двумя средними значениями R и соответствующими дисперсиями распределения dR. При больших концентрациях полиэлектролита (C>5 -10- моль/л) в растворах образуются комплексы полиэлектролит-мицелла одного типа с одним средним размером (с некоторым распределением dR). Для растворов полиэлектролит-ПАВ со степенью полимеризации полиэлектролита L=831сегм. средний размер образующихся комплексов ПАК-мицелла равен 50нм.


Таким образом, результаты исследования динамического рассеяния света полимер-мицеллярными растворами показали, что для систем с различными степенями полимеризации и концентрациями полиэлектролита наблюдается различная дисперсия распределения по размерам образующихся комплексов. При больших степенях полимеризации полиэлектролита наблюдается образование комплексов двух типов с различными средними размерами и дисперсиями их распределения.

ПОВЕРХНОСТНЫЕ ПОЛЯРИТОНЫ НА ГРАНИЦАХ РАЗДЕЛА ОДНООСНЫХ КРИСТАЛЛОВ И «ЛЕВЫХ» СРЕД
Галынский В.М., Фурс А.Н. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь.

Исследуются поверхностные поляритоны на границах раздела одноосных кристаллов и «левых» сред. Выведены условия их существования, и рассмотрен предельный переход к границе раздела двух изотропных сред.

Поверхностные поляритоны можно условно разделить на два класса. К первому классу относятся хорошо исследованные поверхностные волны на границах раздела изотропных сред с разными знаками диэлектрических проницаемостей и сильной частотной дисперсией. К другому классу поверхностных поляритонов относятся сингулярные поверхностные волны 1,2, существование которых обусловлено анизотропией пограничных материалов. Возбуждение таких поверхностных волн возможно лишь вдоль некоторых направлений, совокупность которых образует секторы в плоскости раздела сред.
Недавно были экспериментально созданы мета-материалы с отрицательными показателями преломления в микроволновом диапазоне 3, называемые «левыми» материалами. Напряженности электрического и магнитного полей и волновой вектор в таких средах образуют левую тройку, в то время как в средах с положительным показателем преломления («правых» средах) - правую тройку. Как оказалось, на границах раздела изотропных «левых» и «правых» сред возможно возбуждение поверхностных поляритонов с s- и //-поляризациями.
Поверхностные поляритоны смешанного типа, возникающие в результате наличия анизотропии и отрицательности показателя преломления одной из граничных сред, мало изучены.
В данной работе рассматриваются поверхностные поляритоны на границе «правого» одноосного кристалла и «левой» изотропной среды. Одноосный кристалл

тензором
е˜1 = a + (b — a)c ® c, (1)
где c - единичный вектор оптической оси кристалла, а символом ® обозначено тензорное произведение векторов. «Левая» среда характеризуется отрицательными диэлектрической и магнитной проницаемостями = — | |, jjj = — | //1.
Рассматривается случай, когда оптическая ось кристалла лежит в плоскости
границы. С помощью подходов, ранее разработанных в работе 5, получены тензоры
поверхностных импедансов, а затем выведено дисперсионное уравнение для
поверхностных поляритонов:
— у2
a
d — у2
F (у) = 0, (2) F (у) = d ji+4ab

1


( \
<




d — у2
a

+
4ab

a

+
(a - v2 \faab +(ab -v2 (a + b - d)a—V
v d -vz

где V = д /(ck) - приведенная частота поверхностной волны, d = s' 1,
2 2
d = a sin a + b COS a, а a - угол между направлением c оптической оси и
направлением распространения поверхностной волны. Из анализа дисперсионного
уравнения (2) следует, что в зависимости от соотношений между материальными
параметрами граничащих могут быть выделены четыре случая:
№ п/п
Значение
M
Значение r = a b / d
Поверхностные поляритоны
1
M
> 1
r < max(a, b)
+
2
M
> 1
r > max(a, b)
-
3
M
< 1
r < max(a, b)
-
4


r > max(a, b)
+
Для двух из них возбуждение поверхностных поляритонов невозможно ни в одном направлении в плоскости раздела сред, а в остальных - либо во всех направлениях, либо в направлениях, совокупность которых образует секторы в плоскости границы раздела.
Нами исследован предельный переход к границе раздела двух изотропных сред. Такой переход можно реализовать, например, изменяя материальные параметры кристалла при внешних воздействиях (механических, электрических, магнитных и др.). Найдено, что с увеличением разности параметров a, b значительно меняется как угловая ширина секторов существования поверхностных поляритонов, так и их положение в плоскости раздела сред.
Предполагается, что данные свойства поверхностных поляритонов на границах раздела «левых» и «правых» модулируемых сред могут быть использованы для создания быстродействующих оптических затворов, переключателей и других устройств на поверхностных электромагнитных волнах.
Ф.Н. Марчевский, В.Л. Стрижевский, С.В. Стрижевский, ФТТ, 26, 5, 1501, (1984).
М.И. Дьяконов, ЖЭТФ, 94, №4, 119, (1988).
R.A. Shelby, D.R. Smith, S. Schultz, Science, 292, 77, (2001).
Ф.И. Федоров, Теория гиротропии. Минск. Наука и техника, 1976
V.M. Galynsky, A.N. Furs, L.M. Barkovsky, J. Phys. A, 37, 5083, (2004).
ОПТИЧЕСКАЯ АКТИВНОСТЬ В МОДЕЛИ СВЯЗАННЫХ
ОСЦИЛЛЯТОРОВ
Костина Г. В., Ливашвили А.И., Войтюк М.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Исследуется оптическая активность в рамках модели связанных осцилляторов. Получены точные выражения для дисперсии оптического вращения и циркулярного дихроизма.

Нами изучалось явление оптической активности в одноосных кристаллах в рамках классической модели линейных осцилляторов связанных диполь-дипольным взаимодействием с учетом затухания. В рамках этой модели такие осцилляторы, рассматриваемые как структурные единицы среды, расположенные спиралевидно могут отражать винтовую симметрию кристалла. Этот подход, с учетом структурных особенностей ряда кристаллов ( a - кварц, бензил), позволил получить в явном виде выражения для дисперсии компоненты тензора гирации g33 (д) вблизи полосы поглощения, дисперсию оптического вращения р(д), а также дисперсию характеристики циркулярного дихроизма D(() =( 8 + -8) /(8 + +8-) . Рассматривались случаи распространения излучения вдоль и перпендикулярно оптической оси кристаллов. Полученные результаты находятся в разумном согласии с данными эксперимента, а также с выводами полученными в рамках квантовомеханических вычислений1-2.
К. А. Калдыбаев, А. Ф. Константинова, З.Б. Перекалина, Гиротропия поглощающих кристаллов // М.: 2000, 294 с.
М. Э. Поспелов, ЖЭТФ, 104, вып. 2(8), 2644-2654. (1993).

СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНОГО УПОРЯДОЧЕНИЯ В Gd15Er05BaNiO5
Романов Е.А., Higel P* Институт Спектроскопии РАН, г. Троицк, Россия * Laboratoire de Chimie Appliquee de l'Etat Solide, ENSCP, Paris, France.

Исследованы спектры Er3+ в квазиодномерном магнетике Gd2BaNiO5:Er (25%). Проведено сравнение со спектрами Gd2BaNiO5 и Er2BaNiO5. Обсуждаются найденные из спектров температуры трехмерного магнитного упорядочения соединений Gd2-xErxBaNiO5 с различным содержанием Gd и Er между цепочками никеля.

Никелаты с общей формулой R2BaNiO5 (где R - редкая земля или иттрий) - это квазиодномерные соединения с цепочками Ni-O-Ni. Как показывает эксперимент, Y2BaNiO5 из этого семейства, в котором магнитная система состоит только из d-ионов Ni2+ (S=1), представляет собой холдейновское соединение с невзаимодействующими антиферромагнитными цепочками. Магнитное упорядочение в нем не наступает вплоть до 100 мК, и в спектре рассеяния нейтронов наблюдается пик с энергией 11 мэВ, который относят к холдейновскому щелевому возбуждению. Введение редкоземельного (РЗ) магнитного иона приводит к появлению трехмерного магнитного порядка, однако возбуждения, похожие на холдейновские, сохраняются. Температура и вид магнитного упорядочения зависит от конкретного РЗ иона. Так, Er2BaNiO5 упорядочивается при TN=34 К, причем магнитный момент ориентирован вдоль оси a (направление цепочек). Такая ориентация обусловлена одноионной анизотропией Er3+ [1]. Для Gd2BaNiO5 TN=56 К, а при TR=30 К, как было ранее выявлено по спектрам зондового иона Er3+ [2], происходит переориентация спинов. Представляет интерес исследовать смешанные соединения Gd2-xErxBaNiO5.
В данной работе изучалось соединение Gd1.5Er0.5BaNiO5, полученного нами в виде неориентированного монокристалла. Были исследованы спектры поглощения на электронных переходах в ионе Er3+ в широком температурном (2-300К) и спектральном (4000-18000см-1) диапазонах с высоким разрешением (до 0.1 см-1) (рис. 1) с помощью фурье-спектрометра BOMEM DA3.002. Положение спектральных линий Er3+ в парамагнитном состоянии соединений Gd2-xErxBaNiO5, x=0.02, 0.5, 2.0, мало зависят от x. Магнитное упорядочение регистрировалось по расщеплению крамерсовых дублетов в магнитном поле, возникающем при магнитном упорядочении. Для исследования соединения (x=0.5) мы опредилили TN=53 К, что близко к TN для Gd2BaNiO5. В связи с этим обсуждается модель перколяции и роль корреляции в цепочках при установлении трехмерного магнитного порядка. Спин-переориентация, проявляющая себя по резкому изменению спектра, в данном соединении не наблюдалось, что свидетельствует о стабилизирующей роли примеси Er3+. По спектрам изучены особенности, связанные с образованием разных центров для РЗ иона.

Работа поддержана РФФИ (грант № 04-02-17346) и РАН по программам фундаментальных исследований.
M.N. Popova, S.A. Klimin, E.P. Chukalina, B.Z. Malkin, R.Z. Levitin, B.V. Mill, E. Antic-Fidancev, Phys. Rev. B, 68, 155103, (2003).
M.N. Popova, I.V. Paukov, Yu.A. Hadjiiskii, B.V. Mill, Phys. Lett. A, 203, 412­416, (1995).

ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ И МАГНИТНЫХ СТРУКТУР В РЯДЕ РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ ФЕРРОБОРАТОВ МЕТОДОМ ЭРБИЕВОГО СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОГО ЗОНДА
Станиславчук Т. Н., Чукалина Е. П.* Московский физико-технический институт (государственный университет), Долгопрудный, Московская область, Россия, * Институт спектроскопии РАН, Троицк, Московская область, Россия.

Исследованы обменные расщепления в спектрах Er3+ зонда в редкоземельных ферроборатах RFe3(BO3)4 (R=Y, Er, Tb, Gd). Определены значения температур магнитного упорядочения и сделан вывод об ориентации магнитных моментов железа в магнитоупорядоченном состоянии исследуемых ферроборатов.

Соединения с общей формулой RM3(BО3)4 (R = Y, La-Lu; М = Al, Ga, Cr, Fe, Sc) кристаллизуются в тригональной структуре типа хантита и описываются пространственной группой R32. Ионы R расположены между винтовыми цепочками октаэдров FeO6 и занимают одну позицию с тригональной симметрией. Алюминаты из этого семейства обладают хорошими люминесцентными и нелинейными оптическими свойствами и используются в лазерах с самосуммированием частот и в минилазерах.
Свойства редкоземельных (РЗ) ферроборатов к настоящему времени изучены мало. Пожалуй, единственным исключением является ферроборат гадолиния. Исследования температурных зависимостей теплоемкости, спектров комбинационного рассеяния и спектров поглощения Nd3+ зонда в монокристаллах GdFe3(BO3)4 выявили три фазовых перехода в ферроборате гадолиния: структурный переход первого рода при Тс=156 К, магнитное упорядочение как переход второго рода при TN=37 К и спин-переориетационный переход первого рода при TR=9 К1. При Тс=156К симметрия структуры GdFe3(BO3)4 понижается, оставаясь тригональной, при этом остается одна позиция для РЗ иона2. В работе1 также был сделан вывод об ориентации магнитных моментов ионов Fe3+: выше 9 К — перпендикулярно оси с, ниже 9 K — вдоль оси с. Что касается других ферроборатов RFe3(BО3)4 с R^Gd, то для них нет сведений об ориентации магнитных моментов в магнитоупорядоченной фазе. В настоящей работе представлены исследования монокристаллических образцов ферроборатов гадолиния, иттрия, тербия и эрбия.
Прозрачные зеленые монокристаллы хорошего оптического качества соединений GdFe3(BO3)4, YFe3(BO3)4 и TbFe3(BO3)4, активированных 1 % эрбия и ErFe3(BO3)4 были выращены в г. Красноярске в Институте Физики им. Л.В. Киренского. Оптические спектры пропускания были зарегистрированы в области перехода 4I15/2 — 4I13/2 в ионе Er3+ (спектральная область 5000-6000 см-1) при температурах от 2.4 К до 300 К с разрешением до 0.2 см-1 на фурье-спектрометре высокого разрешения BOMEM DA3.002 с помощью охлаждаемого азотом приемника InSb.
Спектры Er3+ зонда во всех исследованных соединениях RFe3(BО3)4 в парамагнитном состоянии (Т>Т>)) подобны. Они состоят из спектральных линий с полушириной от нескольких до десятков см-1. Все штарковские уровни иона Er3+ являются крамерсовыми дублетами. При понижении температуры наблюдается

расщепление спектральных линий, в общем случае на четыре компоненты, которое свидетельствует о появлении внутреннего магнитного поля, возникающего при магнитном упорядочении. При TR«7.5 К характер спектра Er3+ в GdFe3(BO3)4 резко меняется, что соответствует спин-переориентационному переходу1. Спин-переориентация не наблюдалась в спектрах соединений с R=Er, Y и Tb вплоть до
температуры 2.4 К. По температурным зависимостям расщепления спектральных
3+
линий иона Er определены значения температур магнитного упорядочения в GdFe3(BO3)4, YFe3(BO3)4, TbFe3(BO3)4, и ErFe3(BO3^ 37±2 К, 38±1 К, 41±1 К и 39±1 К, соответственно. Полученные значения находятся в хорошем согласии со значениями, найденными из измерений температурных зависимостей теплоемкости и магнитной восприимчивости3. Расщепление крамерсовых дублетов зондового иона Er3+ определяется, в основном, обменным взаимодействием Er-Fe. Взаимодействия Er-Fe сильно анизотропны, и поэтому величины расщеплений крамерсовых дублетов Er3+ зависят от ориентации магнитных моментов. Сравнивая характер расщепления спектральных линий в RFe3(BО3)4 (R = Y, Er, Tb) и в GdFe3(BO3)4 мы сделали вывод об ориентации магнитных моментов ионов Fe3+ в исследуемых соединениях: mFe_Lc для R = Y, Er и mFe||c для R = Tb.
Работа поддержана грантами РФФИ №04-02-17346 и РАН по программам фундаментальных исследований.
R. Z. Levitin, E. A. Popova, R. M. Chtsherbov, A. N. Vasiliev, M. N. Popova, E. P. Chukalina, S. A. Klimin, P. H. M. van Loosdretch, D. Fausti, L. N. Bezmaternyh. Письма в ЖЭТФ, 79, №9, 531 (2004).
S. Klimin, D.Fausti, A. Meetsma, L. N. Bezmaternykh, P.H.M. van Loosdrecht, T.T.M. Palstra, Subm. to Acta Cryst. B, http://arxiv.org/abs/cond-mat/0502423
Y. Hinatsu, Y. Doi, K. Ito, et al., J. Solid State Chem., 172, 438 (2003).

СПЕКТРАЛЬНО-ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ СВОЙСТВА
МЕТАФОСФАТА ИТТЕРБИЯ АКТИВИРОВАННОГО ИОНАМИ
ЭРБИЯ
Асеев В.А, Никоноров Н.В., Пржевуский А.К., Ульяшенко А.М., Губанов К.О., Федоров Ю.К. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, НИТИОМ ВНЦ «ГОИ им. С. И. Вавилова», Санкт-Петербург, Россия.

Проведены комплексные спектрально-люминесцентные исследования лазерных эрбиевых метафосфатных стекол с переменным содержанием ионов иттербия. Измерены спектры усиления/потерь при разных мощностях накачки.

Для разработки новых высокоэффективных микролазеров требуется оптимизация концентраций активных ионов с учетом малых геометрических размеров активной среды. Для повышения эффективности поглощения диодной (^-960 нм) накачки в эрбиевые лазеры добавляют ионы иттербия, который имеет сильную полосу поглощения в данном спектральном диапазоне. Однако вопрос об оптимальной концентрации ионов иттербия и о соотношении иттербия и эрбия рассмотрен недостаточно. Целью настоящей работы являлось комплексное исследование спектрально-люминесцентных и лазерных свойств фосфатных стекол с различным содержанием ионов иттербия, в том числе метафосфатов иттербия, для применения в качестве активной среды для микролазеров.
В работе исследовался ряд метафосфатных стекол с переменной концентрацией ионов иттербия от 0 до максимально возможной 25 мол% при постоянной концентрации ионов эрбия 0,25 мол%. Толщина образцов варьировалась в зависимости от концентрации ионов иттербия от 0,21 до 1,6 мм.
В ходе работы были измерены и рассчитаны сечения поглощения и вынужденного излучения. Из полученных сечений были рассчитаны спектры усиления/потерь. Далее были измерены времена затухания люминесценции эрбия на длинах волн 1550 нм и 520 нм, и иттербия - на 980 нм. Наблюдалось уменьшение времен затухания люминесценции иттербия с увеличением его концентрации, а также увеличение времени жизни на длине волны 1535 нм для эрбия с увеличением концентрации иттербия. Затем были рассчитаны параметры Джадда-Офельта, позволяющие определить интенсивности полосы поглощения из возбужденного состояния. Затем были экспериментально определены двумя различными методами населенности на уровне I13/2 и при этих значениях населенности измерены спектры усиления/потерь. При концентрациях ионов иттербия выше 10 мол% при мощностях накачки выше 360 мВт наблюдается уменьшение населенности на 4Ii3/2. Одной из возможных причин этого эффекта является нагрев. Далее был измерена зависимость температуры образца от концентрации ионов иттербия. Температура образцов увеличивается при росте концентрации Yb3+. Максимальный коэффициент усиления g=0,12 см-1 наблюдается для образца с концентрацией ионов иттербия 15 мол%. При увеличении концентрации ионов иттербия вначале коэффициент усиления увеличивается после 15 мол% - уменьшается. Одним из возможных объяснений является нагрев образца. Результаты данной работы могут быть использованы для разработки и создания реальных микролазеров работающих на А=1,5 мкм.
ТОНКАЯ СТРУКТУРА ЛИНИЙ В СПЕКТРЕ ПРОПУСКАНИЯ МОНОКРИСТАЛЛА (Gds^Er^bBaNiOs.
Коротков Н.М., Романов Е.А., Higel P ., Климин С.А. Институт Спектроскопии РАН, г. Троицк, Россия, Laboratoire de Chimie Appliquee de l'Etat Solide, ENSCP, Paris, France.

Изучена форма линий в спектре пропускания (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5. Наличие
четырех контуров в линии пропускания объяснено присутствием разных центров редкой земли, отличающиеся относительным количеством ионов
Er и Gd во второй координационной сфере.

Никелаты с общей формулой R2BaNiO5 (R = Y либо редкоземельный (РЗ) атом) вызывают значительный интерес как одномерные (1D) магнитные соединения [1]. Уникальная структура с изолированными цепочками Ni-O (рис. 1), направленными идеально по прямой вдоль кристаллической оси а, позволяет рассматривать их как 1D холдейновские системы (цепочки спинов S=1). Экспериментальные исследования Y2BaNiO5 подтверждают такое рассмотрение [2].

Рис. 1. Структура никелатов R2BaNiO5. Выделены цепочки Ni-O и семь ионов R3+. Каждый ион R3+ окружен семью ионами O2- в первой координационной сфере и шестью ионами R3+ -
во второй.
Взаимодействие между цепочками осуществляется только через магнитные РЗ
3+
ионы. Соединения со смешанным составом ионов R , такие, как исследуемое соединение (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5, позволяют проследить, как изменяются сила взаимодействия между цепочками и характер трехмерного магнитного упорядочения. Кроме этого, в силу разницы ионных радиусов ионов Gd3+ (1 А) и Er3+ (0.945 А), в этом кристалле возможно образование разных центров для иона Er3+, отличающихся разным количеством эрбия и гадолиния во второй координационной сфере. Мы попытались найти спектральные проявления таких центров.
Спектроскопическое исследование монокристалла (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5 с толщиной 70 мкм при низких температурах, проведенное на фурье-спектрометре BOMEM DA3.002, показало, что линия пропускания имеет сложную форму (рис. 2). Она состоит из четырех контуров, относительные интенсивности которых хорошо описываются соотношением, близким к соотношению вычисленных вероятностей наиболее часто встречающихся центров с N = 0,1,2 и 3 (табл. 1). Этот факт позволяет предположить, что в спектре пропускания мы наблюдаем именно такие центры.

= -
2000
с

Волновое число(cm )
Рис. 2. Форма самой низкочастотной линии перехода 4I15/2D4I13/2 в спектре пропускания (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5 при температуре 4.2 К.

Обсуждаются два основных механизма, приводящих к сдвигу разных центров вследствие малых искажений ближайшего окружения:
изменение кристаллического поля,
изменение обменных расщеплений.
линии для


Работа поддержана РФФИ (грант № 04-02-17346) и РАН по программам фундаментальных исследований. Авторы благодарят Марину Николаевну Попову за ценные обсуждения.
M.N. Popova, S.A. Klimin, E.P. Chukalina, B.Z. Malkin, R.Z. Levitin, B.V. Mill, E. Antic-Fidancev, Phys. Rev. B, 68, 155103, (2003).
J. Darriet, and L.P. Regnault, Solid State Commun. 86, 409 (1993).

ПРОЯВЛЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННО-ВРЕМЕННОЙ КОГЕРЕНТНОСТИ СВЕТА В ИНТЕРФЕРОМЕТРЕ
М АЙКЕЛЬСОНН А * **
А.Л.Кальянов , В.В.Лычагов , Д.В.Лякин ' , М.А.Поликарпов , В.П.Рябухо ' Саратовский государственный университет, Саратов, Россия, Институт проблем точной механики и управления РАН, Саратов,
Россия.

Рассматриваются эффекты пространственно-временной когерентности света в интерферометре Майкельсона. Показано, в обычных условиях в интерферометре наблюдается проявление пространственной, а не временной когерентности. Для наблюдения чисто временной когерентности необходима регистрация интерференционного сигнала в Фурье-плоскости или использование разбалансированного интерферометра.

В работе показано, что в соответствии с классической теорией когерентности1 в интерферометрах с делением по амплитуде, наблюдается проявление пространственной когерентности, а не временной, как это принято считать. На примере интерферометра Майкельсона с плоскими зеркалами теоретически и экспериментально показано, что наклон одного зеркала приводит к поперечному сдвигу Ар светового поля и, как следствие, к проявлению поперечной пространственной когерентности, определяемой функцией когерентности вида Г (Ар, Az « 0, At « 0)2. Продольное (поршневое) смещение зеркала приводит к продольному сдвигу Az светового поля и проявлению продольной пространственной когерентности Г (Ар « 0, Az, At « 0) , а не временной3-5.
Продольная функция пространственной когерентности при достаточно малых
угловых размерах источника света (при малой протяженности углового спектра поля
в плоскости наблюдения) и достаточно малом продольном сдвиге Az определяется
частотным спектром светового поля G(a>) и, следовательно, может быть выражена
через временную когерентность
Г (Az = cAt, At = 0) = Г (Az = 0, At = Az/c) = Г (At - Az/c)1.
Однако, эквивалентность продольной пространственной и временной когерентности нарушается при достаточно протяженном источнике света (протяженном угловом спектре)4-7, а также при распространение света в диспергирующей среде3.
Таким образом, при достаточно широком угловом спектре I(а), когда длина
продольной когерентности рц « 2Х/б2 (где 29 - ширина углового спектра) заметно
меньше длины временной когерентности lc &\2/AX (AA - ширина частотного
спектра) продольное смещение зеркала сопровождается проявлением продольной пространственной когерентности, определяемой не частотным G(a>), а угловым спектром I (а) светового поля.
Для наблюдения эффекта чисто временной когерентности при рц << lc необходимо тем или иным способом устранить продольный сдвиг поля Az,

возникающий при продольном смещение зеркала. Это можно сделать двумя способами. В первом, апертура фотоприемника должна быть помещена в Фурье-плоскость объектного поля. Тогда в соответствии с инвариантностью Фурье-преобразования к продольному сдвигу будет отсутствовать продольное смещение светового поля в плоскости регистрации интерференционного сигнала Az = 0 .
Во втором способе необходимо использовать неравноплечный (разбалансированный) интерферометр, в одном плече которого помещается нескомпенсированный слой прозрачного вещества5,6. Этот слой вещества вызывает продольный сдвиг светового поля, который может быть скомпенсирован соответсвующим продольным смещением зеркала интерферометра. При этом оказывается нескомпенсированной временное запаздывание волн в плечах интерферометра, At ф 0. Таким образом удается наблюдать эффекты чисто врем енной когерентности света, определяемой функцией когерентности вида Г (Ap, Az = 0, At).
Рассмотренные в работе эффекты когерентности дополняют и уточняют теорию проявления когерентности света в интерференционном эксперименте.
Л. Мандель, Э. Вольф, Оптическая когерентность и квантовая оптика. М.: Наука. Физматлит, 896, 2000.
В.П. Рябухо, О.А.Перепелицына, Физическое образование в вузах.. 7, В.2, 15­27, 2001.
W.A. Hamilton, A.G. Klein and G.I. Opat, Physical Review A. 28, №5, 3149-3152,
1983.
V. Ryabukho, D. Lyakin, M. Lobachev, Optics Letters. 29, №.7, 667-669, 2004.
В.П. Рябухо, Д.В. Лякин, М.И. Лобачев, Письма в ЖТФ. 30, В.2, 52-60, 2004.
В.П. Рябухо, Д.В. Лякин, Оптика и спектроскопия. 98, В.2, 309-320, 2005.
V. Ryabukho, D. Lyakin and M. Lobachev, Optics Letters. 30, №3, 224-226, 2005.
МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ДИФРАКЦИИ ЕДЕНИЧНОГО ФОТОНА В РАССЕИВАЮЩЕЙ СРЕДЕ
Бирючинский С.Б., Кухианидзе А.С., Сафонова Т.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия.

В работе рассматривается математическая модель дифракции света в рассеивающих средах применительно к единичному фотону. Исследуются вопросы взаимодействия света с фотонными кристаллами. Приведены примеры расчетов для реальных рассеивающих сред.

В работе рассматриваются процессы взаимодействия лазерного излучения с многокомпонентными оптическими средами, обладающими структурными элементами сравнимыми с длиной волны света. К таким средам относятся многие биологические среды, некоторые из которых (например, ткань зуба) обладают свойствами фотонных кристаллов. Целью работы являлось создание математической модели единичного фотона, позволяющей описать процессы дифракции излучения в сложных многокомпонентных оптических средах.
Особенностью предлагаемой модели является ее применимость как для описания работы классических оптических систем, так и для разработки квантовых логических устройств на базе фотонных кристаллов. Разработанная математическая модель описывает также процесс распространения сверхкоротких лазерных импульсов в биологических объектах.
Приведенные примеры расчета и результаты экспериментов позволяют оценить границу применимости классических методов расчета дифракции света в рассеивающих средах. Полученные результаты могут применяться при проектировании оптических систем, содержащих фотонные кристаллы (оптические транзисторы, квантовая криптография), а также для точного описания процессов взаимодействия лазерного излучения с биологическими средами (микроскопия, оптическая томография).

СПЕКТРЫ ПРОПУСКАНИЯ И ОПТИЧЕСКИЕ ПОТЕРИ МОДИФИЦИРОВАННЫХ ИНФИЛЬТРАЦИЕЙ ПОЛЫХ ФОТОННО-КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ВОЛНОВОДОВ
Д. А. Желтикова, С.О. Коноров, Е.Е. Серебрянников, В.П. Митрохин, Д.А. Сидоров-Бирюков, А.Б. Федотов, А.М. Желтиков Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова,
Москва, Россия.

Исследуются спектры пропускания и оптические потери полых фотонно-кристаллических (ФК) волноводов, инфильтрированных жидкофазными материалами. На основании модели коаксиального брэгговского волновода получена оценка увеличения коэффициента оптических потерь при заполнении полого фотонно-кристаллического волновода жидкостью. Эта оценка качественно согласуется с результатами экспериментов.

Фотонно-кристаллические (ФК) волокна1 представляют собой новый тип оптических волноводов, открывающих широкие возможности2 в области нелинейной оптики, оптики сверхкоротких импульсов, нелинейной спектроскопии и микроскопии, оптической метрологии, лазерной биомедицины. Заполнение воздушных отверстий микроструктурированной оболочки ФК-волноводов материалами с различными оптическими свойствами позволяет существенно расширить функциональные возможности ФК-волокон.3 Экспериментальные исследования, выполненные в последние годы, показывают, что инфильтрированные ФК-волокна могут служить в качестве многофункциональных сенсоров,4 обеспечивающих высокую чувствительность регистрации биомолекул, а также анализа вещества в жидкой и газовой фазе.
В настоящей работе исследуются оптические свойства полых ФК-волноводов, инфильтрированных жидкофазными материалами. Качественно свойства волноводных мод полых ФК-волокон можно проанализировать в приближении брэгговского коаксиального волновода с полой сердцевиной, оболочка которого представляет собой систему коаксиальных цилиндрических слоев с чередующимися значениями показателя преломления. Оценка коэффициента оптических потерь для ТЕ-мод такого волновода может быть получена с помощью следующей асимптотической формулы5:
a(dB/km)« 0.522|//TE|2N, (1)
An2
где ki - волновое число в объеме материала с показателем преломления ni, р1 -постоянная распространения локализованной в полой сердцевине моды ФК-волновода. В частном случае, когда структура оболочки брэгговского волновода образуется набором четвертьволновых коаксиальных слоев (k1d1 = k2d2 = П2, где di -толщина слоя с показателем преломления ni), параметр |//TE| имеет вид5
Wtb\ = — . (2)
Из формулы (1) можно получить следующее выражение для качественной оценки коэффициента оптических потерь af полого брэгговского волновода, инфильтрированного материалом с показателем преломления nf:

(3)
V Па J
где na - показатель преломления материала, заполнявшего отверстия волновода до инфильтрации, аа - потери волновода до инфильтрации.


* ¦ •.•.».».».'.»i».w.'.T."˜-: ¦. ¦. ч
¦ян *•¦•:•:•>:•»>»;•-•:•.•••¦М
.... «к •:• . • • -..» ».<




I. •: : -1 >>>:
Ь^.:-:>;-:-Я •»¦• mill -

Рис. 1. Изображения полых ФК-волноводов в поперечном сечении
Представленные в докладе результаты экспериментальных и теоретических исследований показывают, что заполнение воздушных отверстий полых ФК-волноводов (рис. 1) жидкостью с показателем преломления щ удовлетворяющим соотношениям na < nf < n2 (na - показатель преломления воздуха, n2 - показатель преломления твердотельной части волновода), приводит к увеличению потерь волноводных мод, локализуемых в сердцевине ФК-волокна. При заполнении водой воздушных отверстий полого ФК-волновода с периодом структуры оболочки около 5 мкм и диаметром сердцевины около 50 мкм оптические потери основной волноводной моды увеличиваются примерно в 200 раз. Этот результат находится в качественном согласии с оценкой, полученной для модели полого коаксиального брэгговского волновода. Выполненные исследования указывают на возможность использования инфильтрации полых ФК-волноводов жидкофазными материалами для управления свойствами волноводных мод и создания новых типов сенсоров и волоконно-оптических переключателей.
Russell P.StJ., Science, 299, 358 (2003).
Желтиков А.М. Оптика микроструктурированных волокон (Москва: Наука, 2004).
Eggleton B.J., Kerbage C., Westbrook P., Windeler R.S., Hale A., Opt. Express, 9, 698 (2001).
Konorov S.O., Zheltikov A., Scalora M., Opt. Express, 13, 3454 (2005).
Y. Xu, A. Yariv, Proc. SPIE, 4532, 191, (2001).

СОБСТВЕННЫЕ ВОЛНЫ В ЛИНЕЙНЫХ ЦЕПОЧКАХ РЕЗОНАНСНЫХ ДИПОЛЕЙ
Жуков С.Н., Янковская Е.А., Стадниченко Д.А., Симовский К.Р. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия.

В данной работе теоретически изучены закономерности распространения собственных волн в цепочках резонансных диполей.

Аналитическая теория волноводных мод в линейных цепочках из диполей, поляризованных вдоль оси цепочки, была впервые предложена в работе 1. Этот режим в цепочках резонансных частиц интересен, так как позволяет передавать информацию полем, локализованным в поперечном пространственном масштабе, существенно меньшем длины волны в свободном пространстве. В связи с тем, что волноводная мода может возбуждаться в оптически плотных цепочках (период много меньше длины волны в окружающей среде) серебряных нанометровых шариков, возможность создания сверхминиатюрных оптических волноводов (нанометровых проводов) теоретически и экспериментально исследована в целом ряде работ, ссылки на которые можно найти в работе 2. Диапазон частот при этом достаточно близок к частоте плазмонного резонанса шарика.
В данной работе предложена полная аналитическая модель распространения волны для цепочек резонансных диполей, которая включает цепочки проволочных диполей с индуктивной нагрузкой и цепочки серебряных шариков вблизи плазмонного резонанса как частные случаи. Задача распространения волновой моды распадается на две: волна с продольной поляризацией диполей и волна с поперечной поляризацией диполей. Мы получили, что в цепочке с продольной поляризацией в зависимости от поляризуемости диполей распространяются либо обратные волны, либо прямые волны. Дисперсионная ветвь обратных волн ограничена световым конусом и соответствует существенно более высоким частотам, чем частота резонанса диполя. При слишком большой поляризуемости она исчезает. При некоторой оптимальной поляризуемости дисперсионная ветвь соответствует прямой волне и частотам вокруг резонанса диполя. При поперечной поляризации та же самая картина получается при малых плотностях цепочки. При большой плотности цепочки и оптимальной поляризуемости диполя дисперсионная ветвь испытывает изгиб, на одной ее части волна прямая, а на другой - обратная. Этот результат удалось получить как для оптического варианта решетки (цепочка серебряных сфер) так и для сверхвысокочастотного (СВЧ) варианта (индуктивно нагруженных проволочные диполи). На рис. 1 показана дисперсионная диаграмма для решетки серебряных сфер с периодом d=75 нм, d/b=1.5, где b - диаметр сферы. На рис.2 показан результат для решетки проволочных диполей с d/l=1.5, где l - длина диполя. Нетрудно видеть, что точка перегиба для случая СВЧ диполей находится очень близко к границе светового конуса, так что перегиб происходит практически при q « к. Это означает, что вся дисперсионная кривая соответствует реально обратной волне, так как волноводная мода с q « к не возбуждается. Поэтому для СВЧ цепочек эффект нулевой групповой скорости отсутствует. А в цепочке серебряных сфер он есть.



S.A. Tretyakov, A. Viitanen, // JOSA, V. A 17, рр. 1791-1799, 2000
W.H.Weber, G.M.Ford // Physical Review B, V. 70, 125429-(1-8), 2004

ИЗМЕНЕНИЕ ПРОЗРАЧНОСТИ МАГНИТНОГО КОЛЛОИДА В ПЕРЕМЕННОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ
Ерин К.В.
Ставропольский государственный университет, Ставрополь, Россия.

Обнаружено изменение прозрачности коллоидного раствора магнетитовых частиц в керосине при воздействии переменного магнитного поля. Получены экспериментальные зависимости амплитуд гармонических составляющих сигнала, соответствующего изменению прозрачности, от напряженности магнитного поля.

Известно, что в дисперсных системах при воздействии внешних полей могут наблюдаться три вида ориентационных оптических эффектов1. Это двойное лучепреломление, ориентационный дихроизм и ориентационный турбидиметрический эффект. Двойное лучепреломление заключается в различии фаз световых колебаний, поляризованных параллельно и перпендикулярно полю, а дихроизм в различии амплитуд этих колебаний, при прохождении света через дисперсную систему. Ориентационный турбидиметрический эффект заключается в различии оптических плотностей системы с ориентированными полем и неупорядоченными частицами. Физический смысл этого эффекта заключается в том, что изменение ориентации частиц приводит к изменению интегральной интенсивности рассеяния света и соответственно отражается на прозрачности системы. Существенным отличием турбидиметрического эффекта, т.е. индуцированного изменения прозрачности, от двойного лучепреломления и дихроизма является то, что он может наблюдаться при ориентации поля параллельно падающему свету (в так называемом продольном поле). Согласно1, индуцированное изменение прозрачности наблюдается только в коллоидных системах с относительно крупными частицами субмикронных и микронных размеров. Коллоидные системы с ферро- и ферримагнитными частицами с размером около 10 нм на основе различных жидкостей: воды, керосина, глицерина, бензола и др. получили название магнитных жидкостей. В таких системах оптические эффекты при воздействии внешнего магнитного поля достигают значительной величины2. Исследования разбавленных магнитных коллоидов методом динамического рассеяния света3 показывают, что в них присутствуют достаточно крупные агрегаты частиц размером 50-500 нм, т.е. в таких системах возможен ориентационный турбидиметрический эффект. В настоящей работе мы представляем предварительные исследования изменения прозрачности магнитного коллоида в переменном магнитном поле.
Экспериментальная установка для исследования изменения прозрачности магнитного коллоида при воздействии магнитного поля состоит из источника света, в качестве которого может использоваться как гелий-неоновый лазер ГН-2П с длиной волны излучения 632.8 нм, так и лампа накаливания типа КГМ, монохроматизация света которой осуществляется при помощи монохроматора МУМ. Кювета с исследуемым магнитным коллоидом помещается внутрь катушек Гельмгольца, расположенных на поворотной платформе, что позволяет создавать магнитное поле в горизонтальной плоскости, ориентированное различным образом относительно направления падающего света. Катушки Гельмгольца подключаются к генератору сигналов Г3-118 через усилитель мощности LV-103. Амплитуда напряженности магнитного поля может достигать 10 кА/м, а частота изменения поля лежит в диапазоне 3 Гц - 2 кГц. В качестве фотоприемника используется фотоэлектронный умножитель ФЭУ-27 или кремниевый фотодиод ФД-256. При использовании в качестве фотоприемника ФЭУ для сохранения линейности характеристики фототок - интенсивность падающего света в падающий пучок вводятся нейтральные светофильтры. Сигнал, пропорциональный интенсивности рассеянного света, через измерительный усилитель М60Т подается на осциллограф С1-79 и на аналого-цифровой преобразователь ЛА-2М5. Экспериментальная установка позволяет производить измерение амплитуды сигнала, сдвига фаз между интенсивностью прошедшего света и приложенным переменным полем, а также запись частотного спектра фототока
В качестве объекта для исследования использовался магнитный коллоид типа магнетит в керосине с концентрацией твердой фазы около 0,01 объемных %. Образец для исследований был получен путем разбавления в керосине исходной концентрированной магнитной жидкости с концентрацией твердой фазы 18 объемных %.
На рис. 1 показана фотография экрана двухлучевого осциллографа: нижний луч соответствует изменению магнитного поля, верхний луч - изменению интенсивности света, прошедшего через образец. Направление поля параллельно падающему лучу, частота магнитного поля 33 Гц, напряженность поля 6 кА/м.

Рис.1 Рис. 2
Из рис. 1 видно, что при гармоническом изменении поля интенсивность прошедшего через магнитный коллоид света меняется несинусоидально. Анализ частотных спектров фототока показывает, что сигнал состоит из основной гармоники с частотой 2f, где f - частота изменения поля, а также из гармонических составляющих с частотами 4f и 6f. Зависимость амплитуды составляющих с частотами 2f (66 Гц) и 4f (132 Гц) от напряженности поля показана на рисунке 2.
Дальнейшее систематическое исследование ориентационного
турбидиметрического эффекта позволит изучить влияние агрегатов частиц на величину оптических эффектов в магнитных коллоидах, а также получить новые данные о структуре и свойствах этих агрегатов оптическими методами.
1. Н.Г. Хлебцов Ослабление и рассеяние света в дисперсных системах. Саратов.
2001.
S. Taketomi // Jap. Journ. Appl. Phys. 22. №7. 1137-1143. (1983).
V.V. Padalka, C.V. Yerin // JournMagn. Magn. Matter. 289. 105-107. (2005)
РАСПРОСТРАНЕНИЕ СВЕТА ВДОЛЬ ЦЕПОЧКИ НАНОЦИЛИНДРОВ
Янковская Е.А., Симовский К.Р. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия.

Рассмотрены волноводные моды в диапазоне видимого света, поддерживаемые решеткой серебряных наноцилиндров. Найдены режимы прямой и обратной волны, а также необычный резонаторный режим.

Была рассмотрена бесконечная линейная решетка с периодом d параллельных друг другу серебряных наноцилиндров радиуса r, находящихся в однородной матрице. Мы пренебрегли потерями в матрице и материале цилиндров. Распространение волноводной моды было исследовано для двух случаев: волна с продольной поляризацией (цилиндры поляризованы поперек своей оси, но вдоль решетки) и волна с поперечной поляризацией (т.е. нормальной, относительно плоскости решетки). Используя метод локального поля, т.е. когда на выделенную частицу действует поле всех остальных частиц, мы получили трансцендентное дисперсионное уравнение, которое было решено численно. Для продольной поляризации дисперсионное уравнение имеет вид:
ss + s knr2 ^ , Y1(kmd)
— = У cos(qmd) — (1)
ss -s d m=i m
m
Для поперечной поляризации дисперсионное уравнение таково:
— = к — {-ln(—-) + -> ( , ) + -У ( , ) +
(ss -s) d 4n 2 m=1 qd 2 kd 2 m 2 m=1 i qd 2 kd
\2


¦ + жу— ^-cos qmd} (2)
^(qd)2 - (kd)2 m=1 m
где ss -диэлектрическая проницаемость серебра, s - диэлектрическая проницаемость,
k- волновое число матрицы, q- волновой вектор, у —1,78, m - количество цилиндров. Для продольной поляризации режим обратных волн получается только на высоких частотах, когда период решетки порядка длины волны в матрице. Однако наиболее интересен диапазон частот таких, что период решетки много меньше X. Тогда поле собственной моды решетки сконцентрировано в узкой трубке размером много меньше X, т.е. получается сверхдифракционный волновод. На таких частотах продольная поляризация решетки цилиндров соответствует прямым волнам. Этот результат согласуется с известным из литературы1. Для поперечной поляризации нами получен режим обратных волн на сравнительно низких частот. Этот результат в литературе неизвестен. Кроме того, мы получили точку на дисперсионной кривой, в которой групповая скорость моды обращается в нуль, а фазовая скорость не равна нулю. Это не Брэгговская мода, и может быть возбуждена в решетке. Мы назвали ее резонаторной модой.

1. S.Maier, M.Brongersma, H. Atwater // Applied Physics Letters, V. 78, №1, pp 16­18, 2001

ВОЗДЕЙСТВИЕ МЕХАНИЧЕСКИХ ВИБРАЦИЙ НА ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛОКНАХ
Войкусов Т.С., Савин Е.З. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Рассматривается воздействие механических вибраций на состояние поляризации в волоконных световодах. Выполненные при этом теоретические и экспериментальные исследования свидетельствуют об изменении азимута и эллиптичности поляризованного излучения.

Доминирующей средой передачи в настоящее время является оптическое волокно. Волоконно-оптические кабели, подвешиваемые на опорах контактной сети электрифицированных железных дорог или прокладываемые в теле земляного полотна, испытывают механические вибрации, которые возникают при прохождении подвижного состава. Механические вибрации могут привести не только к росту физического износа конструктивных элементов кабельного изделия, но и изменению условий распространения поляризованного излучения в оптических волокнах.
Выполненные теоретические и экспериментальные исследования позволяют утверждать, что в результате воздействия механических вибраций в оптическом волокне происходит вращение плоскости поляризации распространяемого излучения и изменение его эллиптичности [1] При этом установлено, что угол поворота плоскости поляризации и эллиптичность в волоконном световоде существенно зависят от длины волны поляризованного излучения и амплитуды механических вибраций. С увеличением длины волны и ростом значения вынуждающей силы азимут и эллиптичность поляризованного излучения возрастают. Однако, максимальные значение азимута и эллиптичности излучения, распространяемого по световоду при неизменной амплитуде механических вибраций на определенной длине волны практически не зависят от частоты вибраций.

1. Войкусов, Т. С. Воздействие вибраций на параметры оптического кабеля / Т. С. Войкусов, Е.З. Савин //Современные технологии - железнодорожному транспорту и промышленности: Труды 43-й Всероссийской научно-практической конференции (Хабаровск, 22-23 октября 2003 г.): В 4 т./Под ред. Ю.А.Давыдова. - Хабаровск: Изд-во ДВГУПС, 2003 . Т2. - С. 140-143.

РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПОЛЯ МОД В ОПТИЧЕСКОМ ВОЛОКНЕ ПРИ МАЛОМОДОВОМ РЕЖИМЕ РАСПРОСТРАНЕНИЯ
Смеликова И.Н.
Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Статья содержит выявленные закономерности преобразования поля мод в маломодовом режиме при механических деформациях оптического волокна, а также причины их возникновения.

При воздействии на волокно физических полей: механических, температурных, электрических, магнитных, - поле мод изменяется. Аналогичное воздействие может оказываться как на одномодовое, так и многомодовое волокно с тем лишь отличием, что с торца последнего вытекает излучение, образующее множество модовых пятен.
Из хорошо обработанного торца оптического волокна выходит конус излучения, ограниченный числовой апертурой оптического волокна. Внутри конуса интенсивность излучения распределена в соответствии с полем мод, распространяющихся в волокне. В идеальном случае, при одной распространяющейся моде, распределение интенсивности подчиняется нормальному закону:

I = Ioe °2 (1)
где r - расстояние от оси волокна; а - расстояние от оси волокна, на котором интенсивность уменьшается в е раз.
Для изучения изменения поля мод в волокне создается маломодовый режим при воздействии лазерного излучения видимого спектра (0,630 мкм) на одномодовое оптическое волокно с диаметром сердечника 9 мкм. При воздействии таких механических факторов как изгиб, кручение и вибрации поле мод изменяется в соответствии с рисунком 1, причем меняется не только форма поля, но и количество модовых пятен в волокне.

При слабом изгибе или кручении волокна изображение, показанное на рисунке 1а, меняется на изображение б, при большем изгибе или кручении одно и более модовых пятен вырождаются и превращаются последовательно в изображения в, г, д и е на рисунке 1.
Изучение характера изменения поля мод может пролить свет на наличие или отсутствие воздействия внешних факторов на всей длине волокна.
Прямое исследование распределения поля мод внутри оптического волокна сопряжено с немалыми трудностями, поскольку радиус поля мод (а) мал и составляет около 4 мкм. Поле мод можно наблюдать, направив когерентное излучение, вытекающее из торца волокна, на экран, расположенный на расстоянии 8-10 см. Поскольку экран представляет собой шероховатую поверхность, то при проектировании наблюдаемой картины с него на сетчатку глаза или на ПЗС-матрицу наблюдается спекл.
Оптическое волокно подвергалось деформации в виде витка волокна на цилиндре диаметром 21,5 мм и перемещении его вдоль оси волокна. При этом были обнаружены следующие закономерности:
Виток создает деформацию волокна, в результате которого высвечиваются 2 моды, которые далее не появляются.
При перемещении возмущения меняется распределение поля мод, количество распространяемых мод уменьшается, происходит вращение мод.
Изменение модового состава происходит периодически с периодом 175 мм.
Изображенные на экране моды являются поляризованными.
Явление высвечивания мод хорошо известно и широко применяется.
В невозмущенном волокне некоторые моды являются вырожденными по скорости распространения. Если волокно возмущено, то вырождение снимается, и те моды, которые имели одинаковую скорость будут иметь различные скорости в местах деформации. При этом образованная разность хода приводит к изменению картины интерференции мод, т. к. после деформации восстанавливается их вырождение.
Изменение картины мод на выходе волокна пока трудно поддается объяснению. Пространственный период повторения модовой картины в 175 мм не может быть объяснен интерференцией мод, т.к. при числовой апертуре волокна 0,12 на каждом метре длины волокна оптическая разность хода «быстрого» и «медленного» лучей составляет 3,5 мм. Указанное явление, возможно, объясняется вращением среды распространения.
Полученные результаты объясняют изменение затухания сигнала в многомодовых световодах при незначительных механических и иных воздействиях на оптическое волокно.

МЕТОД РАСЧЕТА ПРОСТРАНСТВЕННЫХ МОД НЕОДНОРОДНЫХ ПО СЕЧЕНИЮ ОПТИЧЕСКИХ
ВОЛНОВОДОВ
Шуюпова Я.О., Котляр В .В.* Самарский государственный аэрокосмический университет, Самара,
Россия,
* Институт систем обработки изображения РАН, Самара, Россия.

Работа посвящена разработке и реализации алгоритмов расчета пространственных мод, применимых как к слабонаправляющим, так и к фотонным волноводам. В качестве базового выбран известный метод согласованных синусоидальных мод. Рассмотрены скалярный и векторный варианты задачи.

Метод согласованных синусоидальных мод (ССМ-метод), суть которого подробно изложена в работе1, является одним из наиболее эффективных методов расчета собственных мод волноводов с кусочно-постоянным заполнением поперечного сечения. ССМ-метод основан на аппроксимации скалярного или каждой из компонент векторного поля моды суперпозицией гармонических функций, представляющих собой локальные моды однородных областей сечения. Неотъемлемым достоинством выбранного метода по сравнению с методами, основанными на конечно-разностном подходе, является непрерывный характер результирующего поля.
Работы2,3 посвящены применению модификации ССМ-метода к слабонаправляющим и фотонным волноводам. Дальнейшее развитие ССМ-метода связанно с применением метода Крылова4 для решения нелинейной задачи на собственные значения матрицы, возникающей на этапе формирования непрерывной пространственной моды из локальных фрагментов.
Вычислительные эксперименты, проведенные с помощью специально разработанного в среде Matlab программного обеспечения, демонстрируют работоспособность метода, открывающего широкие возможности для моделирования и синтеза волноводов.

Был проведен эксперимент по выявлению влияния диаметра микроотверстий в структуре фотонного кристалла (рисунок 1) на конфигурацию распределения интенсивности основной моды волновода (рисунок 2). Результаты показывают, что уменьшение диаметра отверстий сопровождается «растеканием» энергии основной моды по области сечения, в результате ее частичного выхода из сердечника в оболочку, вследствие повышения эффективного показателя преломления последней.
.' ˜ 3 J 6 ? * Т Qi?ltS6?><9 Qi?liS6?tt9 Qi?liS6?tt9
Х,шш Х,шш \ X. mm \ X. mm \ X. mm
Рис. 1. Структуры сечений фотонных волноводов, темным областям соответствует показатель преломления П1 = 1, светлым - П2 = 1,47, размер сечения - 9мкм x 9мкм
¦ I

¦



Рис. 2. Распределения интенсивности основной моды фотонных волноводов
Компоненты векторной моды (рисунок 4) слабонаправляющего волокна (рисунок 3), полученные ССМ-методом, при подстановке в уравнения Максвелла, дают среднеквадратическое отклонение между левыми и правыми частями менее одного процента. Нарушение же радиальной симметрии следует считать следствием использования граничных условий, налагаемых по прямоугольному контуру.

Рис. 3. Структура сечения слабонаправляющего волокна, показателем преломления в сердечнике nco = 1,47 и ncl = 1,463 - в оболочке
i

и

tl Sl I' П I .• .4 I < л - , v ;v „ с ,.Ч ,j
¦¦ ¦¦ * - ¦¦

Ex Ey Ez Bx By Bz
Рис.4. Распределения интенсивности соответствующих электрических и магнитных
компонент основной моды волокна
A.S. Sudbo, Pure Appl. Opt. (J. Europ. Opt. Soc. A), 2, 211-233, (1993).
В.В. Котляр, Я.О. Шуюпова, Компьютерная оптика (ИСОИ РАН, Самара), №25, 41-48, (2003).
V.V. Kotlyar, Y.O. Shuyupova, Opt. Mem. & Neur. Net., 13, №1, 27-36, (2004).
A. Ruhe, Записки научных семинаров, 176 - 180, (2000).
ЦИЛИНДРИЧЕСКИ СХОДЯЩИЕСЯ СВЕТОВЫЕ ПУЧКИ, ПРОШЕДШИЕ ЧЕРЕЗ ПЛОСКОПАРАЛЛЕЛЬНУЮ КРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ ПЛАСТИНКУ
Сенин П.В., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Рассмотрена поляризационная структура цилиндрически сходящихся световых пучков, прошедших через плоскопараллельную кристаллическую пластинку.

При прохождении линейно поляризованных пучков излучения через плоскопараллельную пластинку, изготовленную из кристалла, поляризационная структура меняется1,2. В определенных направлениях излучение остается линейно поляризованным, в других направлениях поляризация становиться циркулярной или эллиптической. Ниже приведены характерные особенности поляризации после прохождения цилиндрически сходящихся пучков через пластинку из одноосных кристаллов (не активного и оптически активного).
Для пластинки вырезанной перпендикулярно оптической оси кристалла поляризация лучей с заданным угловым направлением остается неизменной. При изменении углового направления лучи становятся эллиптически или циркулярно поляризованными.
Для пластинки, изготовленной из оптически активного кристалла, при изменении угла наклона лучей, излучение остается линейно поляризованным, но направление вектора E меняется.
Существенные изменения в поляризационную структуру цилиндрически сфокусированных пучков излучения вносит расходимость используемого лазерного излучения и наличие оптических аберраций цилиндрической линзы.
О.Ю. Пикуль, К.А. Рудой, В.И. Строганов, Т.Н. Шабалина, Оптика конденсированных сред: Сборник научных трудов/ Под.ред. В.И. Строганова, - Хабаровск: ДВГУПС, 2004, стр.34-41.
О.Ю. Пикуль, В.И. Строганов, П.Г. Пасько, К.А. Рудой, П.В. Сенин, Бюллетень научных сообщений №9/ Под.ред. В.И. Строганова, - Хабаровск:
ДВГУПС, 2005.
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СИСТЕМЫ ИЗ ДВУХ
КРИСТАЛЛЧЕСКИХ ПЛАСТИНОК
Рудой К.А., Пикуль О.Ю., Строганов В.И., Алексеева Л.В. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия.

Система, состоящая из двух кристаллических пластинок, позволяет изменять необходимым образом разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучами. Результирующая разность фаз определяется оптическим знаком пластинок, их толщиной и углом между ними.

В работе рассмотрены свойства системы, которая отличается от представленных в литературе.
Система состоит из двух кристаллических пластинок, вырезанных перпендикулярно оптической оси из отрицательного и положительного кристаллов и расположенных последовательно друг за другом так, что угол между гранями пластинки равен нулю (угол между оптическими осями также равен нулю). Изменяя толщину одной из пластинок, можно менять величину двулучепреломления в оптической системе. Расчеты, без учета оптической активности, выполнены для кристаллов иодата лития (LiJO3) и парателлурита (ТеО2). Показано, что при определенной толщине пластинок можно добиться нулевой разности фаз.
При расположении плоскопараллельных положительной и отрицательной кристаллических пластинок под углом друг к другу система приобретает еще более необычные свойства. В зависимости от угла падения света, система проявляет свойства, как отрицательного, так и положительного кристалла. Показано, что при определенных условиях (толщина пластинок и угол между ними), зависимость разности фаз от угла падения на систему, может иметь линейный характер.
Таким образом, система из двух кристаллических пластинок позволяет изменять необходимым образом разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучами. Такая система полезна в электрооптических устройствах, а также в устройствах оптической связи и системах обработки и хранения оптической информации.

ПРОДОЛЬНЫЕ ПЕРИОДИЧЕСКИЕ СТРУКТУРЫ В ОПТИЧЕСКОМ ВОЛОКНЕ
Попова А.В., Сметанкин М.А., Прокопович М.Р. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

В статье даны основные понятия о периодических структурах в оптических волокнах и рассмотрены наиболее распространенные способы их формирования. Так же приведены результаты эксперимента по их производству в лабораторных условиях.

В процессе использования волоконно-оптических линий связи под действием ветра и вибраций возникает воздействие на оптический кабель. Влияние вибраций выражается в возникновении стоячих волн на оптическом кабеле. При этом на расстоянии одного пролета контактных опор укладывается целое число длин волн а как показывают наблюдения их амплитуда достигает 5 см и частота колебаний находится в звуковом диапазоне. В таком оптическом волокне возникают периодические структуры, которые влияют на прохождение сигнала. Представляет интерес и искусственное создание периодических структур в оптических волокнах, дифракцию в которых можно использовать для ответвления мощности оптического сигнала и даже для коммутации. Такую решетку можно сформировать с помощью дуги сварочного аппарата, проплавляя оптическое волокно дуговым разрядом с периодическими сдвигами или воздействуя периодическим искровым разрядом. Другой способ создания периодической структуры в волокне заключается в использовании реплик или периодическом действии алмазным резцом на оболочку двухслойной стеклянной нити. Кроме того, дифракционная решетка в оптическом волокне возникает и под влиянием акустических колебаний, образуя стоячие волны. Еще одним вариантом формирования дифракционной решетки, описанном в источнике1, является создание в волокне периодической квадратичной нелинейности вследствие фотогальванического эффекта при воздействии на волокно мощного инфракрасного импульса.
Нами рассматривалась дифракция на продольной периодической структуре оптического волокна. Эта структура образовывалась посредством воздействия на кварцевое оптическое волокно дугового разряда током заданной величины и продолжительности. В процессе действия дуги оптическое волокно находилось в натянутом состоянии под действием силы натяжения 0,05 Н. Действие дуги производилось с шагом 0,5 мм. В результате воздействия электрической дуги заданной мощности и фиксирующей силы натяжения на волокне создавались периодические (утоньшения) сужения, на которых происходила дифракция света. При этом исследовалось действие на оптическое волокно не только периодических но и однократного дугового разряда. Это позволяло не только рассмотреть дифракционную картину на решётке, но и характер действия на оптическое волокно одного сужения (штриха). По теоретическим выкладкам высвечивание из оптического волокна должно было наблюдаться в областях 1 и 2, где радиус "положительный", а в результате эксперимента высвечивание наблюдалось на определённом расстоянии, оно представлено на рисунке 2. Теоретически высвечиваемое излучение в областях 1 и 2 должно идти под разными углами ф1 < ф 2
и её интенсивность в области 1 должно быть больше. А при проведении



ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ СМЕШЕНИЕ В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛОКНАХ С ПРИМЕСЬЮ
Осипова Н.Г., Ливашвили А.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

В работе представлена стационарная система уравнений, описывающая поведение оптических волн, участвующих в процессе четырехволнового взаимодействия. Рассмотрен случай, когда волны накачки значительно интенсивнее сигнальной и холостой волн и истощаются в процессе распространения.
Свойства четырехволнового смешения следуют из рассмотрения системы уравнений, описывающих взаимодействие связанных мод Aj, представленной в
интенсивностей, когда
работе \
можно получить мощности сигнальной и холостой волн
(1) (2)
(3)
в4 (0) - 0 (4)
В приближении неистощенных накачек и их
' \ а2\ >> |Аз| ' \А
на выходе световода длиной L : Ръ(L) = Рз(0)[1 + (1 + К2 /4g2)sh2(gL)]
P4( L) = Рз(0)(1 + К2/4 g 2)sh 2( gL) Усиление за один проход равно
Рз(L) - 1 + (l + К2/4g2)sh2(gL)
Ga -
Рз(0)
В
Граничные условия
3| z - 0
dB3
dz
Вз(0),
z-0
Заметим, что условие Д4(0) — 0 означает, что отраженная (встречная) волна
В4 (Z) на входе волокна не рассматривается.
Известно, что наличие примесей в световоде приводит к возрастанию поглощения. Поэтому адекватной математической моделью, учитывающей данный эффект, могут стать выражения, в которых поглощение можно учесть введением в

них слагаемых
а
2
вида —Aj, где j — 1 или 2 . Т.е. считаем, что волны накачки Ау, А

и
гораздо интенсивнее стоксовой и антистоксовой волн (| A-J , | А21 >> |Аз| , )
2
могут (слегка а >> а ) истощаться в процессе взаимодействия. В таком приближении решение для мощности выходного сигнала ( z - L ) будет иметь вид

Рз(L) - Рз(0)
1 +
1 +
К
4 g
¦sh 2( gL)
1
К
4g
sm'
Ка
4g
L
+

+
а
2g
1 +

4 g'
*А(2 gL)
+

2 g
2L
Ка
4g
exp
-2az

(5)

2,008 2,006 2.004
* 2,002
2
1,998

0,2 0,3 z, м
0,4 0,5



Рис.1. График зависимости мощности выходного сигнала P от длины волокна z: 1
а Ф 0 ; 2 - при а = 0
при

Наличие в показателе экспоненты слагаемого, пропорционального (—аz), отражает факт убывания амплитуды.
При а = 0 выражение (5) (ему соответствует кривая 1 на рис.1) переходит в (1), которому соответствует кривая 2 на рис.1. Кривая 1 построена для значения
а = 2 • 10 м , g « 0,62, P1 = 60 мВт, P2 = 10 мВт. Из рис.1 очевидно, что
затухание в световоде следует учитывать лишь для коротких отрезков волокна, где z принимает значения до 1 м. При длине световода более 10 м кривая 1 практически повторяет кривую 2 и затуханием можно пренебречь.

1. Г.Агравал. Нелинейная волоконная оптика: Пер. с англ. - М.: Мир, 1996.

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА ПОЛЯРИЗАЦИЮ ИЗЛУЧЕНИЯ В СТАНДАРТНОМ ВОЛОКОННОМ СВЕТОВОДЕ
Мильков Ю.А.
Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

Представлены результаты экспериментальных исследований вращения плоскости поляризации оптического излучения в стандартном волоконном световоде при воздействии температуры. Наблюдался эффект скачкообразного поворота плоскости поляризации.

Температура является одним из факторов, влияющих на процессы распространения излучения в волоконных световодах (ВС). В анизотропных волоконных световодах азимутальная неоднородность термоупругих напряжений должна приводить к поляризационной анизотропии собственных мод, и, возможно, к снижению анизотропии 1. В условиях маломодового режима распространения оптического излучения по волоконному световоду следует ожидать
2,3
поляризационных явлений, как в случае воздействия магнитного поля .
--О0

Схема экспериментальной установки приведена на рис. 1. Оптическое излучение от He-Ne лазера 1 с длиной волны 0,6328 мкм мощностью 8 мВт через неподвижный поляризатор 2, фокусирующую линзу 3 вводится в стандартный волоконный световод 4, которой намотан поверх лампы накаливания 6 с одинаковым радиусом витков. Длина волоконного световода на лампе 8 м. Между лампой и ВС проложена фольга для устранения эффекта модуляции излучения, распространяющегося по ВС, светом лампы. Температура на поверхности лампы регулировалась в пределах 10-120°С путем изменения напряжения источника переменного тока 11 и контролировалась термометром 13.

Рис. 1. Структурная схема экспериментальной установки
В ходе проведения эксперимента при нагревании и последующем остывании волоконного световода по положению анализатора 8 контролировались азимуты осей эллипса поляризации на выходе ВС, а вольтметром 10 - напряжения на выходе ФЭУ 9, которые соответствовали большой и малой осям. Эллипс поляризации характеризовали эллиптичностью в : отношением разности напряжений к их сумме. Преобразователь поляризации 5 позволял менять эллиптичность поляризованного излучения до подачи питания на лампу. Волоконный световод на используемой длине волны излучения работает в маломодовом режиме.
На рис. 2 приведен график изменения угла поворота плоскости поляризации при нагревании и остывании ВС, построенные по результатам одного из экспериментов, на рис. 3 - зависимости изменения эллиптичности для этого случая.

Анализ результатов показывает, что при нагревании и остывании волоконного световода вращение плоскости поляризации может быть правосторонним и левосторонним, траектории изменения азимутов осей поляризации не совпадают, исходные азимуты не восстанавливаются.

Как видно из рис. 2 при остывании ВС имеет место эффект скачкообразного поворота плоскости поляризации. При температуре 115-120 и 35-45 градусов по Цельсию угол поворота соответственно составил 55 и 110 градусов. В соответствии с рис. 3 в обоих случаях скачкообразный поворот плоскости поляризации происходил при изменении направления вращения плоскости поляризации с правостороннего на левостороннее, эллиптичность в излучения в момент скачка составила соответственно 0,45 и 1.
По результатам экспериментальных исследований была эмпирически получены формула для определения угла скачкообразного поворота плоскости поляризации р = 110 • в. При этом погрешность не превышает 10 процентов.
Температурно-поляризационные свойства волоконных световодов связаны с изменением линейных размеров ВС и разности показателей преломления сердцевины и оболочки, а также структуры защитного покрытия.
Грудинин А.Б., и др., Радиотехника, № 9. 64-68, (1998).
Мильков Ю.А., Савин Е.З., Оптика-2003, СПб: СпбГУ ИТМО, 367, (2003).
Мильков Ю.А., Фундаментальные проблемы оптики, СПб: СПбГУ ИТМО, 266-268, (2004).

ЧЕТЫРЁХЛУЧЕРАСЩЕПЛЕНИЕ В ПРИЗМАХ ПОЛНОГО ОТРАЖЕНИЯ ИЗ КРИСТАЛЛОВ ГАЛОГЕНИДОВ РТУТИ
Меньшиков П. А., Фалеев Д. С. Дальневосточный государственный университет путей сообщения,
Хабаровск, Россия.

В данной работе произведен расчёт четырёхлучевого отражения в
призмах полного внутреннего отражения выполненных из кристаллов
галогенидов ртути обладающих высокой анизотропией. Приведены значения углов отражения при угле падения 45°.

Явление четырёхлучеотражения заключается в том, что один падающий луч при отражении от наклонной грани внутри кристалла возбудит четыре луча: два обыкновенных и два необыкновенных, идущих в разных направлениях. Это происходит вследствие того, что плоскости главного сечения для падающего и отраженного луча не совпадают1. Для наблюдения этого явления необходимо кристалл вырезать таким образом, чтобы грань кристалла 2, на которую падает луч 1 была расположена под углом 45° к одной из боковых граней 3 (рис.1 а) ,а оптическая ось 10 должна быть расположена в плоскости zz, перпендикулярной направлению луча 1, и составлять угол Р=45° с основанием призмы (рис. 1б).

7 6 5 4
Рис.1. Ход лучей в одноосном кристалле при полном отражении. а - вид на призму сверху, б - вид на входную грань призмы со стороны падающего луча 1. 1 - лазерный луч, 2,3 - грани кристалла; 4-7 - отраженные лучи; 8 - нормаль к поверхности
отражения; 9 - входная грань кристалла; а - угол падения; а1- угол отражения; 10 -оптическая ось кристалла, 11 - направление вектора E для падающего лазерного луча 1. в -угол между оптической осью 10 и верхней или нижней гранью призмы
В статье1 был описан эксперимент на призмах выполненных из кристаллов иодата лития, кальцита, парателлурита и кварца и опубликованы его результаты.
Кристаллы галогенидов ртути Hg2Cl2, Hg2Br2, Hg212 обладают намного большей анизотропией, чем вышеобозначенные кристаллы.
Обозначим углы отражения для лучей 4-7 через а1°°, а[е, а°е, а\°. Индексы углов отражения а1 соответствуют типам взаимодействия лучей в кристалле. Например, для a1eo первый индекс (e) говорит о том, что луч 1, падающий на наклонную грань призмы, является необыкновенным, второй индекс (о) -отражённый луч - обыкновенный. То есть при взаимодействии e o и o e происходит анизотропное отражение лучей от наклонной грани призмы (с поворотом плоскости поляризации при отражении). Во всех случаях угол падения а

= 45°. Главные значения показателей преломления Hg2Cl2 имеют величины2'3 (при X = 0,6328 мкм) no= 1.96 и Пе = 2.62, Пе - no= An = 0,66' для Hg2Br2 По = 2,083, Пе=2'946, Пе - По= An =0,863, для Hg2 /2 По =2,383, Пе =3,916, Пе - По= An =1,533.
Для Hg2/2 луч (ое) вообще возникать не будет, так как угол а°е будет превышать 90°, а при Р<45° так же не будет возникать луч (ее), так как а1ее будет превышать 90°.
В работе1 наглядно представлен график зависимости углов отражения в различных кристаллах при угле падения луча а = 45°. Построим такие же зависимости для рассматриваемых нами кристаллов галогенидов ртути и для сравнения на нём же приведем значения углов для кальцита рассчитанные в работе1.








1






2










4















"б)

4



2


1










1
2 3
4


























О 10 20 30 40 50 60 70 80 90
а 1, град
Рис.3. Значения углов отражения а1 для четырёх кристаллов а - Hg 212, б - Hg 2 Br2, в - Hg2Cl2, г - CaCO3. а=45°.Типы взаимодействий: 1 - ео, 2 - ее, 3 - оо, 4 - ое. Точки на рисунке соответствуют лучам вышедшим из призмы
Данные кристаллы могут быть использованы для изготовления элементов оптических компьютеров и для изготовления поляризационных призм.
Л.В. Алексеева, Б.И. Кидяров, П.Г.Пасько, И.В. Повх, В.И.Строганов. Четырёхлучевое расщепление в оптических кристаллах//Оптический журнал.2002.Т.69,№6.С. 79-81.
К. Г. Карась. Расщепление световых лучей в оптических кристаллах. Диссертация на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук. -Хабаровск: ДВГУПС, 2004.-С. 34-35.
Карась К.Г., Фалеев Д.С. Аномально высокое четырехлучеотражение в кристаллах каломели (Hg2Cl2). // Сборник трудов III международной конференции «Оптика - 2003». СПб. - 2003, ИТМО,- С.377.

ВЛИЯНИЕ ПАРАМЕТРОВ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ФОТОСТИМУЛИРОВАННУЮ ПРОСТРАНСТВЕННУЮ ПЕРЕСТРОЙКУ МОЛЕКУЛЯРНЫХ СЛОЕВ
Герасимова С.И., Разумова Т.К.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *ГУП ВНЦ ГОИ им. С.И. Вавилова, Санкт-Петербург, Россия.

Исследован процесс фотостимулированной перестройки пространственной ориентации молекулярных компонентов слоёв полиметиновых красителей под действием резонансного лазерного излучения. Изучено влияние энергетических и кинетических параметров излучения на скорость изменения и предельно достижимые величины углов ориентации компонентов.

Исследован механизм фотостимулированной перестройки ориентации компонентов молекулярного слоя \ Изучены молекулярные слои полиметиновых красителей на стеклянных подложках, содержащие два мономера (all-trans- и cis-стереоизомеры), димер и J-агрегат. В таких слоях возможны два типа пространственной ориентации, отличающиеся углами (9i) между перпендикуляром к поверхности подложки и дипольными моментами оптических переходов во всех молекулярных компонентах 2. Резонансное лазерное возбуждение all-trans-мономеров приводит к необратимому изменению углов 9i всех молекулярных компонентов слоя, к преобразованию слоя одного типа в другой и к изменению абсолютных и относительных концентраций компонентов.

9 , град
9,, град



62
58 56 54
О 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 Es, мДж/см"
Рис. 2. Зависимость угла ориентации all-trans-мономера от режима облучения: (1) режим свободной генерации, Е=4.1 мДж/см2, (2) цуг из шести гигантских импульсов, Е=13 мДж/см2

Для определения механизма переориентации и предельных изменений углов 9i исследовано влияние режима генерации лазерного излучения (моноимпульсный режим, цуг гигантских импульсов, свободная генерация). Показано, что величина 9i зависит от суммарной энергии оптического возбуждения (ES). Эта зависимость имеет насыщающийся характер. На рис. 1 и 2 представлены результаты

исследования изменения угла ориентации all-trans-изомера (91). По мере накопления энергии величины углов 91 сначала растут, а затем достигают предельного значения 91S, не меняющегося при дальнейшем облучении. При моноимпульсном возбуждении величины углов ориентации в области насыщения (91S), скорость выхода значений 91 на насыщение и величины ES, соответствующие достижению 91S, зависят от плотности энергии излучения в одиночном импульсе (E). С увеличением E предельный угол 91S растет, при этом увеличивается скорость выхода на полку и падает величина Es, необходимая для достижения 91S (рис.1).
При облучении слоя в режиме свободной генерации (˜25 импульсов в цуге со средней энергией импульса Е=4.1 мДж/см2), скорость выхода угла 91 на полку заметно снижается. При этом падает величина угла насыщения 91S и увеличивается значение суммарной энергии ES, необходимой для достижения насыщения (рис.2). В то же время, возбуждение образца цугом из 6 гигантских импульсов (Е=13 мДж/см2) приводит к значениям 91S, заметно превышающим величины этого угла для моноимпульсного возбуждения с Е=19 мДж/см2. При этом величины ES отличаются незначительно. Можно предположить, что это отличие связано с разной длительностью одиночных импульсов, генерируемых лазером в разных режимах, и с разными интервалами между ними.
Предложена модель пространственной перестройки компонентов слоя, удовлетворительно описывающая экспериментальные закономерности как термо-, так и фотопереориентации. Модель включает этапы фото- и термостереоизомеризации в возбужденном и основном состояниях компонента, поглотившего лазерное излучение, и последующей перестройки его окружения. Определены энергии активации и частотные факторы для всех этапов перестройки.
Как перестройка пространственной ориентации компонентов, так и изменения их концентрации приводят к существенному изменению оптической плотности и спектра поглощения молекулярного слоя (особенно для случая косого падения линейно поляризованного зондирующего пучка). Такие процессы могут быть использованы для оптической записи и считывания долговременной информации.

1. Z. Sekkat, G. Kleideiter, W. Knoll, J. Opt. Soc. Am. B, 18, №12, 1854-1857,
(2001).
2. Е.Н. Калитеевская, В.П. Крутякова, Т.К. Разумова, Опт. и спектр., 97, №6,
955-963, (2004).
ПРОЯВЛЕНИЕ ГИДРАТАЦИИ НЕОРГАНИЧЕСКИХ СОЛЕЙ В ФОРМЕ ПОЛОС СПЕКТРА КОМБИНАЦИОННОГО
РАССЕЯНИЯ ВОДЫ
Буриков С. А., Доленко Т. А., Фадеев В.В. Московский Государственный Университет им. М.В. Ломоносова, Физический факультет, Москва, Россия.

Большая информация о взаимодействиях между молекулами воды содержится в ее спектроскопических характеристиках, в частности, спектрах спонтанного комбинационного рассеяния воды. В данной работе приведены результаты исследования влияния галогенидов щелочных металлов на спектр комбинационного рассеяния воды.

Попытки объяснить особенности спектра комбинационного рассеяния (КР) жидкой воды, его зависимости от различных параметров водной среды предпринимались неоднократно. Установление его природы и механизмов формирования даст полезную информацию для изучения структуры воды. Однако до сих пор не установлено единой модели колебательных процессов в системе связанных молекул жидкой воды. Одним из методов исследования структурных особенностей воды является изучение поведения спектров КР воды под влиянием различных факторов, например, температуры, при добавлении в нее неорганических и органических примесей. Чрезвычайно актуальным является изучение влияния указанных факторов не только на валентную полосу, но и на другие полосы спектра КР воды: трансляционную, либрационную и деформационную. Это связано с необходимостью одновременного исследования воздействия ионов на меж- и внутримолекулярные колебания молекул воды.
В данной работе приведены результаты исследования влияния ряда галогенидов щелочных металлов на спектр КР воды 20.. .4000 см-1 во всем диапазоне растворимости солей. Обнаружено, что катионы практически не влияют на валентную полосу КР воды, но оказывают существенное влияние на низкочастотную область спектра. Анионы же влияют на все полосы спектра КР воды. Установлено, что степень влияния анионов и катионов на полосы спектра КР воды соответствует ряду Хофмейстера. Воздействие ионов на меж- и внутримолекулярные колебания молекул воды объясняются в работе с точки зрения теории гидратации.

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ КОВАЛЕНТНОСТИ НА ОСНОВЕ
АНАЛИЗА ШТАРКОВСКОЙ СТРУКТУРЫ МУЛЬТИПЛЕТОВ
ИОНА Tm3+ В LiYF4
Фомичева Л.А., Корниенко А.А. , Дунина Е.Б. Институт технической акустики, Витебск, Беларусь * Витебский государственный технологический университет, Витебск,
Беларусь.

Выполнено описание штарковской структуры мультиплетов иона Tm3+ в LiYF4. Определены параметры четного и нечетного кристаллического поля, а также параметры ковалентности.

В данной работе выполнено описание штарковской структуры мультиплетов иона Tm3+ в LiYF4 в приближении промежуточного конфигурационного взаимодействия и определены параметры ковалентности и параметры четного и нечетного кристаллического поля. Затем, определенные таким образом параметры ковалентности и параметры нечетного кристаллического поля, применены для расчета параметров интенсивности.
Для учета влияния межконфигурационного взаимодействия на штарковское расщепление мультиплетов воспользуемся следующим гамильтонианом 2

H
CF
I EyJ|у[LS]JM)(y[LS]JM
+

JM

+
Il[bkq + (E yJ + E y'j 2 Ef)(˜ ! ]C
к = 2,4,6 q 1
(1)


Определяющий вклад в параметры q дает возбужденная конфигурация типа 4fN-15d и конфигурации с переносом заряда1. Величину вклада возбужденной конфигурации 4fN-15d можно оценить по формуле





х
2k +1
II (-1)

f\CP i d}(d||cp] f
p p" к
t' t" - q J
Bp\d) Bp"(d) A
df



(2)

Величина наиболее существенных вкладов в qк от процессов с переносом

заряда задается выражением1
Qq (cov)=i j к (b)cq *(06ф b).

(3)

b
В приближении промежуточного конфигурационного взаимодействия эффективный оператор силы линии межмультиплетных электрических дипольных переходов имеет вид3

rred
e2[1 + 2 +k(+2 + L+, j, - 2+)]][LS]J [/k y'[LS']J'
k * .. ' >
+


(4)



+члены
нечетных рангов ,

где k=2,4,6 и

(2f 1)2 Z S?k)p(d) + S<lk)p(cov) (2к + l)e p,t
2
(5)




1
4A
df
Z [st(lk) p (d )(s(1k) p (d) + S(1k) p (cov))*
Z
p ,t
2
S(lk) p (d) + S(lk) p (cov)
+ Э.С.


(6)

Выполненные расчеты показали, что применение гамильтониана кристаллического поля в приближении промежуточного по силе межконфигурационного взаимодействия (1) позволило улучшить описание штарковской структуры мультиплетов иона Tm3+ в LiYF4 и уменьшить среднеквадратичное отклонение теоретических данных от экспериментальных.
Результаты расчетов позволяют также сделать вывод, что корреляция между интенсивностями электрических дипольных переходов и тонкими деталями штарковской структуры мультиплетов редкоземельных ионов действительно существует и количественно достаточно адекватно воспроизводится формулами (1)-
(3).
А.А.Корниенко, А.А.Каминский, Е.Б.Дунина. ЖЭТФ 116, 6, 2087 (1999)
А.А.Корниенко, Е.Б.Дунина. Письма в ЖЭТФ. 59, 6, 385 (l994).
A.A.Kornienko, A.A.Kaminskii, E.B.Dunina. Phys. Stat. Sol. (b) 157, 1, 267
(1990).

ОСОБЕННОСТИ ЗАМЕДЛЕННОЙ ФЛУОРЕСЦЕНЦИИ И ФОСФОРЕСЦЕНЦИИ АКРИФЛАВИНА В МАТРИЦЕ
ПОЛИВИНИЛОВОГО СПИРТА В УСЛОВИЯХ БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНОГО S-S ПЕРЕНОСА ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОННОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ Капуцкая И.А.
Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь.

Теоретически и экспериментально изучено влияние безызлучательного S-S индуктивно-резонансного переноса энергии электронного возбуждения на спектрально-кинетические характеристики замедленной флуоресценции и фосфоресценции твердых растворов органических красителей в условиях неоднородного уширения электронных уровней энергии.

В настоящее время много внимания уделяется исследованию безызлучательного индуктивно-резонансного переноса энергии электронного возбуждения (ПЭ) в растворах сложных органических молекул. Известно, что флуктуации энергии диполь-дипольного взаимодействия хромофоров и молекул растворителя обуславливают спектральную неоднородность химически идентичных хромофоров (неоднородное уширение электронных уровней энергии). Это проявляется, в частности, в сдвиге мгновенных спектров флуоресценции концентрированных растворов в низкочастотную область по мере затухания флуоресценции из-за преимущественной направленности ПЭ с более высокочастотных центров на низкочастотные.
В фотофизических процессах с участием триплетных состояний молекул спектральные проявления межмолекулярных взаимодействий могут иметь гораздо более сложный характер, чем для флуоресценции. При этом основной трудностью для изучения влияния ПЭ на люминесценцию растворов красителей является отсутствие взаимно однозначного соответствия между сдвигами частот, обусловленными диполь-дипольными взаимодействиями с растворителем, для S1-S0-и T^-So-переходов.
В данной работе при построении теоретической модели, позволяющей рассчитывать параметры замедленной флуоресценции и фосфоресценции исследуемых растворов, учитывалось, что каждая молекула характеризуется своими значениями сдвигов частот для S1-S0- ( Av s ) и T^-So-переходов ( AvT ) относительно
их величин в вакууме. Значения величин Avs и AvT подчиняются гауссовому
распределению, а для их связи использовалось следующее соотношение, полученное в работе 1:
< AvT >- c1 ¦ Avs + c2, (1)
где < AvT > - среднее значение AvT при условии Avs = const, c1 и c2 -
некоторые константы, зависящие от взаимного расположения дипольных моментов молекул красителя в S1-, S0- и 71-состояниях.
В модели учитывалось, что константы скоростей безызлучательных переходов S1—T1 (kg), 71—>-S0 (km) и S1^T1 (ke), влияющие на квантовые выходы и на
времена затухания замедленной флуоресценции и фосфоресценции, однозначно определяются величинами энергетических зазоров между соответствующими электронными уровнями. Для каждой молекулы эти константы рассчитывались следующим образом:
k k 0 f A^S1 -71(7i-S0) I ke f AUS1 -71 1
kg (m) - kg (m ) ^ eXpj-a g (m) |, ^ = ^} ' (2)
где ag(m)- некоторые константы, k - постоянная Больцмана, T - температура.
Расчет констант скорости S-S ПЭ для каждой пары молекул проводился с учетом взаимной ориентации их дипольных моментов переходов S1— S0 (для донора) и S0— S1 (для акцептора) и интеграла перекрытия спектров испускания донора и поглощения акцептора. Интегрирование по ансамблю молекул осуществлялось методом Монте-Карло.
Результаты численного моделирования показывают, что S-S ПЭ приводит к сдвигу спектров замедленной флуоресценции и фосфоресценции в более низкочастотную область, относительно соответствующих спектров растворов с низкой концентрацией красителя. Изменение частоты возбуждающего излучения сопровождается меньшим смещением центров тяжести спектров замедленной флуоресценции и фосфоресценции в случае концентрированных растворов. Таким образом, на основании расчетов можно утверждать, что наличие S-S ПЭ между молекулами приводит к ослаблению зависимости положения спектров замедленной флуоресценции и фосфоресценции от частоты возбуждающего излучения, обусловленной спектральной неоднородностью хромофоров.
С течением времени спектры замедленной флуоресценции и фосфоресценции сдвигаются в высокочастотную область. Это обусловлено большим временем жизни триплетного уровня молекул, у которых частоты 0-0-перехода выше, поскольку для таких молекул константы скоростей безызлучательных переходов, определяемые величинами соответствующих энергетических зазоров, меньше.
Вследствие того, что ПЭ происходит преимущественно с центров с большими частотами 0-0-перехода на центры с меньшими частотами, он приводит к тому, что в возбужденном S1-состоянии увеличивается доля низкочастотных центров. Поскольку сдвиги частот AvS и Av7 связаны соотношением (1), то при этом, в
случае акридиновых красителей, в ^-состоянии соответственно возрастает доля низкочастотных центров, обладающими меньшими временами жизни. В результате время затухания замедленной флуоресценции в концентрированных растворах оказывается меньшим, чем в разбавленных. Таким образом, сокращение времен затухания замедленной флуоресценции, обусловленное ПЭ, носит опосредованный характер и связано с корреляцией направленности ПЭ и гетерогенностью времен жизни триплетных состояний молекул в растворе. Кроме того, время затухания замедленной флуоресценции оказывается ниже, чем время затухания фосфоресценции.
Результаты численных расчетов находятся в качественном соответствии с экспериментальными данными, полученными для акрифлавина в пленках поливинилового спирта.

1. С.К. Горбацевич. Спектроскопия межмолекулярных взаимодействий. Нелинейные эффекты // Мн.:БГУ. 2002.
ЛЮМИМЕСЦЕНТНЫЕ СВОЙСТВА И ЛОКАЛЬНОЕ
ОКРУЖЕНИЕ ПРИМЕСНЫХ АНИОНОВ НИТРИТА В
ЩЕЛОЧНО-ГАЛОИДНЫХ КРИСТАЛЛАХ
Коренюк В.В., Сакун В.П. Киевский Национальный Университет им. Тараса Шевченко, Киев,
Украина.

Рассмотрено влияние локального окружения на люминесцентно-кинетические свойства примесных анионов нитрита в щелочно-галоидных кристаллах.

Молекулярные анионы (МА) нитрита (NO2-) образуют в ионных кристаллах примесные центры с характерными спектроскопическими свойствами. При гелиевых температурах (2-10К) в электронно-колебательных спектрах поглощения и фотолюминесценции, связанных с переходами А1<-> В1 внутри указанного МА, проявляется высокоинформативная тонкая структура. Такая структура представляет собой серии узких и интенсивных бесфононных линий (БФЛ) с полуширинами у=2-10см-1, которые обусловлены рождением определенного числа квантов внутримолекулярных (локальных) колебаний v1 и v2 примесного МА. БФЛ сопровождаются структурными фононными крыльями (ФК), связанными с возбуждением собственных колебаний кристаллической основы. В спектре люминесценции доминирует серия БФЛ-копий основного контура (00-линии) по колебанию v2. Это позволило установить ряд общих закономерностей, связанных с внутримолекулярными и межмолекулярными взаимодействиями. В частности, изучены тонкие эффекты электрон-фононного и фонон-фононного взаимодействия, особенности либрационно-вращательного движения МА в кристаллической матрице, температурные и концентрационные механизмы уширения оптических полос [1, 2]. Однако во многих кристаллах кроме тонкой структуры в активаторных электронно-колебательных спектрах поглощения и излучения наблюдаются полосы, которые характеризуются значительным уширением (диффузные или совсем бесструктурные). В большинстве случаев свойства и происхождение таких полос остаются без внимания.
Целью работы является изучение спектральных и кинетических характеристик и установление природы всех компонентов спектра люминесценции 1В1 —»1А1 примесных МА NO2- в кристаллах NaCl, KCl, КВг, KJ и CsCl. Основное внимание уделено анализу связи между люминесцентными характеристиками примесного МА и структурой его локального окружения.
Рассмотрены результаты исследования временной эволюции спектра затухания люминесценции. Изучено временное поведение параметров структуры такого спектра (частота v00 чисто электронного перехода, положение максимума и полуширина БФЛ, относительное распределение интегральных интенсивностей БФЛ в вибронной серии, определяющее стоксовы потери на локальное колебание (Р^) в оптическом центре, а также соотношение между интегральными интенсивностями БФЛ и ФК, определяющее стоксовы потери на кристаллические колебания). ). Показано,что возрастание времени (t), прошедшего после окончания импульса фотовозбуждения сопровождается низкочастотным сдвигом БФЛ. Величина этого сдвига зависит от номера квантового числа, определяющего БФЛ и соответствует закономерному временному уменьшению значений v00 и v2. Такие особенности

являются проявлением неоднородного уширения тонкой структуры. По данным кинетических измерений оценена величина неоднородного уширения (НУ) вибронной структуры.
Установлено, что время затухания люминесценции может отличаться более чем на порядок. При этом относительное изменение силы осциллятора перехода А1—»B1 не превышает 0,5. Таким образом, локальное окружение оказывает существенное влияние на скорость безызлучательный дезактивации нижайшего возбужденного синглетного состояния 1В1. Показано, что рассмотренные активированные кристаллы являются удобными модельными системами для изучения процессов релаксации энергии электронного возбуждения в конденсированных средах.
Установлено отсутствие соответствия между величинами квантового выхода люминесценции (п) и энергетического зазора между комбинирующими электронными уровнями 1 А1 и 1 В1. В то же время наблюдается закономерное увеличение величины п с ростом неоднородного уширения соответствующего спектра.
Рассмотрены результаты расчета внутренней структуры бесструктурных полос люминесценции. Допуская, что доминирующий вклад в такой суммарный контур дает вибронная серия копий 00-линии по локальному колебанию v2, было проведено разделение последнего на серию вибронных компонентов-полос гауссовой формы. Минимизация разницы между теоретическим и экспериментальным контурами осуществлялась вариацией ширины и положения вибронных компонентов, а также величины параметра Р^.
Проведено сопоставление энергетических характеристик центров люминесценции с данными оценки параметров внутренней структуры ядерного остова аниона нитрита.
K.K.Rebane, L.A.Rebane, Pure andAppl.Chem., 37, 161 (1974).
A. Freiberg, P.Kukk, Chem. Phys., 40, 405 (1979).

ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЙ ДАТЧИК ДЛИНЫ ВОЛНЫ КОГЕРЕНТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Кундикова Н. Д., Лонщакова А.М Вузовско-академический отдел нелинейной оптики ИЭФ УрО РАН и ЮУрГУ,Челябинск, Россия.

Исследована возможность использования поляризационных методов для измерения длины волны излучения

Высокие темпы развития лазерных технологий в настоящее время вызывают повышение интереса к поляризационным свойствам излучения. Все это приводит к необходимости получения и анализа состояния поляризации излучения. Одним из простейших поляризационных устройств является фазовая пластинка. Главным недостатком такого типа устройств является зависимость от длины волны излучения: Для того, чтобы избавится от этого недостатка были предложены составные системы1-3. Настройка таких систем осуществляется путем изменения их взаимного расположения в пространстве. На практике достаточно легко выделить циркулярное состояние поляризации из прочих, соответствующее фазовому сдвигу системы в четверть длины волны. Зная фазовый сдвиг и определяя угол между осями пластин системы, можно рассчитать неизвестную длину волны излучения.
При распространении излучения через плоскопараллельную пластину возникает эффект многократного переотражения от границ раздела сред. Если когерентность источника достаточно высока, образованные при этом парциальные волны будут интерферировать друг с другом4,5. В работе6, с учетом того, что фазовый сдвиг системы и коэффициент амплитудного отношения известны заранее, был рассчитан угол между осями пластин двухкомпонентной системы, при котором она дает четвертьволновой фазовый сдвиг. Проведен анализ процесса распространения когерентного излучения через плоскопараллельную пластину, с учетом интерференции парциальных волн. Рассчитан фазовый сдвиг пластины и амплитудный коэффициент для любой длины волны излучения и установлена её связь с углом настройки системы. Экспериментальные исследования проведены для поляризационной системы, изготовленной из слюды
На основе полученных результатов может быть разработан принципиально новый метод измерения длины волны излучения.
Работа выполнена при поддержки гранта № ур.01.01.446 программы «Университеты России».
I.V. Goltser, M.Ya. Darsht, N.D. Kundikova, B.Ya. Zel'dovich, Opt. Commun. 97, 291-294,(1993).
M.Ya. Darsht, I.V. Goltser, N.D. Kundikova., B.Ya. Zel'dovic, Appl. Opt. 34,3658 3661, (1995).
И.В. Гольцер, М.Я. Даршт, Б.Я. Зельдович, Н.Д. Кундикова, Л.Ф. Рогачева, Квантовая электроника, 22, 201-204, (1995).
D.A. Holmes, J. Opt. Soc. Am., 54. № 9, 1115-1120, (1964).
D.Clarke, J. Opt. A: Pure Appl. Opt. 6, 1036-1040, (2004).
Э.А. Бибикова, Н.Д. Кундикова, Л.Ф.Рогачева. Известия Челябинского научного центра, 1, 17-21, (2003).

АНОМАЛИИ СПЕКТРА ТЕ-ПОЛЯРИТОНОВ АНТИФЕРРОМАГНИТНОГО КРИСТАЛЛА ВО ВНЕШНЕМ
ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ
Савченко А. С., Тарасенко С.В. Донецкий физико-технический институт НАН Украины, Донецк,
Украина.

Определены необходимые условия, при которых в перпендикулярном легкой оси постоянном внешнем электрическом поле E квадратичное магнитооптическое взаимодействие приводит к формированию ряда аномалий в спектре поверхностных магнитных ТЕ-поляритонов, распространяющихся вдоль поверхности негиротропного магнетика»

На сегодняшний день одной из актуальных задач физики композитных материалов является анализ условий распространения электромагнитных волн в структурах, сочетающих в себе как магнитные, так и сегнетоэлектрические компоненты. Ключом к решению этой задачи является анализ влияния внешнего постоянного электрического поля на динамику электромагнитных возбуждений, бегущих вдоль границы раздела негиротропной магнитной и немагнитной сред.
В данной работе на основе анализа спектра полуограниченного легкоосного тетрагонального антиферромагнетика, находящегося во внешнем электрическом поле E коллинеарном нормали к границе раздела сред и легкой осью, лежащей в плоскости раздела, при учете квадратичного магнитооптического взаимодействия, в частности, показано, что
1) на границе раздела "антиферромагнетик - вакуум" имеет место
формирование поверхностных магнитных поляритонов только TK- типа. При этом
число ветвей в спектре данного типа поверхностных возбуждений зависит от
относительной ориентации внешнего электрического поля E и нормали к границе
раздел сред n и может изменяться от нуля до двух.
2) характер дисперсионной кривой рассматриваемого типа поверхностных
магнитных поляритонов также существенно зависит и от величины приложенного
электрического поля. В частности, с ростом величины электрического поля на
дисперсионной кривой поверхностного ТЕ- поляритона может появиться
коротковолновая точка окончания спектра (т. е. поверхностный поляритон первого
типа может трансформироваться в виртуальный поверхностный поляритон).

СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ ДОКАЗАТЕЛЬСТВО ИЗМЕНЕНИЯ ГЕОМЕТРИИ МОЛЕКУЛЫ ПРИ ОБРАЗОВАНИИ TICT-

<<

стр. 4
(всего 6)

СОДЕРЖАНИЕ

>>