CC BY
23
УДК 535.345:535.36
ОПТИЧЕСКОЕ ОГРАНИЧЕНИЕ МОЩНОСТИ В ВОДОРОДЕ И СУСПЕНЗИЯХ НАНОУГЛЕРОДНЫХ ЧАСТИЦ ПРИ НЕЛИНЕЙНОМ РАССЕЯНИИ СВЕТА
МОГИЛЕВА Т.Н, ВАНЮКОВ ВВ., МИХЕЕВ Г.М.
Институт механики УрО РАН, 426067, г. Ижевск, ул. Т. Барамзиной, 34
АННОТАЦИЯ. Представлены результаты экспериментальных исследований по оптическому ограничению мощности (ООМ) лазерного излучения в молекулярном водороде при вынужденном комбинационном рассеянии света (ВКР) и гидрозоле наноалмазов при нелинейном упругом рассеянии света. Показано, что ООМ в гидрозоле наноалмазов наблюдается при значительно меньших плотностях мощности, чем в молекулярном водороде при ВКР.
КЛЮЧЕВЫЕ СЛОВА: оптическое ограничение мощности, лазерное излучение, вынужденное комбинационное рассеяние света, молекулярный водород, гидрозоль наноалмаза, z-сканирование.
ВВЕДЕНИЕ
Нелинейно-оптические эффекты, характеризующиеся уменьшением коэффициента пропускания Т исследуемой среды с увеличением интенсивности падающего излучения, представляют интерес с точки зрения создания оптических ограничителей мощности лазерного излучения для защиты фотоприемников и глаз. В последнее время в связи с бурным развитием технологий по получению различных наноразмерных материалов, появилось достаточно большое количество работ, посвященных исследованию оптического ограничения мощности в наноструктурированных средах. Известны работы по исследованию оптического ограничения мощности (ООМ) фуллереносодержащими растворами [1-3] и суспензиями углеродных нанотрубок [4-6], а также средами, содержащими различные наночастицы [7-9]. Суспензии сажи, углерода с луковичной структурой, гидрозоли наноалмазов и углеродных нанотрубок имеют более широкий спектральный диапазон ограничения по сравнению с суспензиями других наноразмерных материалов. При этом длина нанотрубок, в отличие от их диаметра, не является структурным параметром, влияющим на свойства оптического ограничения. В работе [4] установлено, что порог оптического ограничения в суспензиях для многостенных углеродных нанотрубок и одно-стенных углеродных нанотрубок составляет 100 и 400 мДж/см2 соответственно. Механизмами ответственными за ООМ в наноуглеродных суспензиях принято считать [8]:
- светоиндуцированное рассеяние на микроплазме (микроплазма образуется в результате того, что углеродные частицы нагреваются по мере того как они поглощают свет, что вызывает их ионизацию и ведет к образованию микроплазмы);
- светоиндуцированное рассеяние на паровых пузырьках (пузырьки возникают при передаче поглощенного тепла углеродными частицами окружающей жидкости, что ведет к образованию пузырьков).
В работах [10, 11] нами прямым образом показано, что ответственным за ООМ в суспензиях углеродных нанотрубок и гидрозолях наноалмазов является нелинейное упругое рассеяние света. В то же время хорошо известны другие виды нелинейного рассеяния со смещением частоты (неупругое рассеяние), которые всегда приводят к ООМ. К ним, например, относятся вынужденное комбинационное рассеяние света (ВКР) [12] и вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна (ВРМБ) [13]. С точки зрения создания нелинейного фильтра, работающего при больших плотностях мощности, особый интерес представляет исследование ВКР в сжатом водороде при жесткой фокусировке, когда при больших интенсивностях накачки падающее излучение практически полностью преобразуется в рассеянное излучение в направлении «назад» [14].
Целью настоящей работы является проведение сравнительного анализа ООМ, возникающего в молекулярном водороде при ВКР и в суспензиях наноуглеродных частиц при упругом нелинейном рассеянии света.
ИССЛЕДОВАНИЕ ООМ В МОЛЕКУЛЯРНОМ ВОДОРОДЕ ПРИ ВКР
ВКР возникает при больших интенсивностях падающего излучения. Рассеянная мощность при ВКР нарастает от уровня мощности спонтанного комбинационного рассеяния света (СКР). СКР представляет собой процесс неупругого рассеяния света на внутримолекулярных колебаниях среды. Для СКР света характерно уменьшение или увеличение частоты рассеянного излучения по сравнению с частотой возбуждающего. Излучение, рассеянное с частотой, меньшей чем у падающего света, принято называть стоксовым излучением, тогда как излучение, рассеянное с большей частотой принято называть антистоксовым. При СКР света интенсивности рассеянных компонент очень малые, однако при больших интенсивностях падающего излучения в результате раскачки когерентных молекулярных колебаний среды резко возрастает эффективность преобразования падающей лазерной мощности в мощность рассеянных компонент, что и сопровождается переходом СКР в режим ВКР.
Обычно ВКР сопровождается появлением большого количества высших стоксовых и антистоксовых компонент рассеяния, отличающиеся друг от друга на частоту комбинационно-активного перехода. При достаточно больших интенсивностях ВКР происходит существенное перераспределение равновесной населенности квантовых энергетических состояний. Это позволяет наблюдать вынужденное рассеяние с возбужденных колебательных и вращательных состояний [15, 16]. В результате в случае колебательного ВКР возникают еще дополнительные линии рассеяния в стоксовой и антистоксовой областях, смещенные по частоте от соответствующих стоксовых и антистоксовых компонент рассеяния на основном переходе на величину ангармонизма.
Для примера на рис. 1 в упрощенном виде представлены колебательный спектр молекулярного водорода и квантовая диаграмма рассеяния на колебательном уровне 0О1(1). При ВКР на переходе 0О1(1) усиливается стоксова компонента рассеяния на частоте у.;01=ур-у{О01(1)}, где ур - частота возбуждающего ВКР-лазера, у{001(1)} -частота комбинационно-активного перехода О01(1) (рис. 1). В результате возможно эффективное заселение колебательного состояния с V = 1, имеющего вращательное квантовое число 3 = 1. При достаточной населенности уровня с V = 1, 3 = 1 возможно ВКР на следующем колебательном переходе 012(1) с генерацией стоксовой и
антистоксовой компонент на смещенных
12
частотах V.; =ур-у{012(1)} и
Va12=Vp+v{Ql2(1)}, где v{Ql2(1)} - частота колебательного перехода Q12(1). Однако интенсивности стоксовых и антистоксовых компонент с возбужденных состояний значительно меньше компонент рассеяния с основного состояния [17]. Они не оказывают существенного влияния на истощение падающей накачки. Поэтому при рассмотрении ООМ ими можно пренебречь.
Стоксово рассеяние может распространяться как в прямом, так и в обратном направлениях, в то время как антистоксово рассеяние распространяется только в направлении «вперед». Оно может образовать конус относительно начального направления луча («конусный антистокс»). Его генерация также возможна вдоль оси пучка лазерной накачки. При этом возникает «осевой антистокс» [16].
Vp V
01
V
V
р
01 а
г
v{Qol (1)} 1 , г
V 3 2 1
1
0
1
1
V - колебательное квантовое число, 3 - вращательное квантовое число
Рис. 1. Колебательный спектр молекулярного водорода и квантовая диаграмма рассеяния, представленные в упрощенном виде
Известно, что инкременты усиления прямого и обратного рассеяний могут быть различными [18]. Наиболее высокие коэффициенты преобразования в обратную стоксову компоненту на колебательных переходах из основного состояния в конденсированных средах и газах высокого давления получают при жесткой фокусировке и немонохроматической накачке, когда возможно уменьшение инкремента попутного ВКР из-за сильного параметрического взаимодействия между попутными стоксовой и антистоксовой компонентами [19]. В этом случае истощение накачки, следовательно, ООМ, преимущественно может происходить за счет обратного ВКР, приводящего к возникновению мощной первой стоксовой компоненты, распространяющейся навстречу падающему пучку.
На рис. 2 представлена оптическая схема для исследования ООМ при ВКР в молекулярном водороде. В экспериментах источником накачки служило излучение второй гармоники YAG:Nd3+ - лазера с электрооптической модуляцией добротности. Параметры излучения на длине волны = 532 нм были таковы: длительность импульса по полувысоте -7 нс, энергия в импульсе изменялась от нуля до 30 мДж, ширина линии излучения менялась от вспышки к вспышке лазера в пределах 0,8-1,2 см-1 , диаметр пучка составлял 2 мм, расходимость была близка к дифракционной.
Д4 Л3 ^^ <====10
12 7
Л
16
Е.....в-
6 4
9
5
V
5
15
1 - лазер; 2 - кювета с водородом; 3, 4 - фокусирующая и коллимирующая линзы, соответственно; 5, 7 - делительные пластины; 6 - делительный куб; 8 - 12 - оптические фильтры; 13, 14, 15, 16, 17 - фотодиоды для регистрации энергии импульсов антистоксовой, попутной и обратной стоксовой компонент, а также падающей и проходящей накачки, соответственно
Рис. 2 Схема эксперимента для ООМ при ВКР
2
1
3
Излучение накачки 1 фокусировалось в центр кюветы 2 длиной 20 см со сжатым водородом линзой 3 с фокусным расстоянием 13,8 см. После коллимирования линзой 4 излучение направлялось на делительный куб 6 и пластину 7. Во избежание обратной связи окна кюветы 2, линзы 3 и 4, а также делительный куб 6 были наклонены к оси пучка под небольшим углом.
При данных условиях эксперимента наблюдалось сильное рассеяние «назад». Импульсные энергии антистоксовой ( ), попутной стоксовой ( ) и обратной стоксовой (&0-1) компонент рассеяния на переходе 001(1), а также падающего (бр) и проходящего (г^)
излучения накачки измерялись фотодиодами 13-17. При измерении энергетических характеристик в качестве датчиков использовали фотодиоды ФД-24, работающие в составе многоканальной системы регистрации энергии лазерных импульсов [20]. Частотная селекция указанных компонент осуществлялась с помощью различных наборов оптических фильтров 8 -12, расположенных перед фотодиодами.
Эксперименты проводились при давлении водорода р в измерительной кювете 7, 10, 28,5 и 55 атм. Для расчета плотности мощности падающего излучения в перетяжке пучка использовалась формула:
I (1)
т• Л
где вр - энергия импульса падающего лазерного излучения; т - длительность импульса, £ - площадь поперечного сечения пучка в перетяжке пучка. Диаметр пучка в перетяжке составлял 0,05 мм.
На рис. 3 представлены экспериментальные зависимости коэффициента нелинейного пропускания Т кюветы с молекулярным водородом на частоте падающего излучения от плотности мощности I накачки. Следует отметить, что каждая точка, представленная на рис. 3, получена в результате усреднения по пяти экспериментальным точкам. Как можно видеть, все полученные кривые имеют общую тенденцию - при малых плотностях мощности падающего лазерного излучения коэффициент пропускания составляет 100 % для всех исследуемых давлений, а с увеличением плотности мощности лазерного излучения коэффициент пропускания начинает снижаться, причем для каждой зависимости существует своя критическая плотность мощности 1кр с которой коэффициент пропускания начинает заметно уменьшаться.
На рис. 4 представлена зависимость критической плотности мощности 1сг от давления водорода в кювете. Критическая плотность мощности была определена как 0,9 от максимального значения коэффициента пропускания представленного на рис. 3. Так при давлении водорода 55 атм критическая плотность 1сг составляет 4 ГВт/см . Видно, что с увеличением давления в кювете, значение критическ й плотности мощности снижается, что объяснить увеличением эффективности нелинейного преобразования падающей накачки в обратную стоксову компоненту [14, 19].
100 ■
60 ■
40 ■
20 ■
0
% I • • •
"Г
0
40
"Г
"Г
120
160
"1-1-г
80
I, ГВт/см2
1 - 7 атм; 2 - 10 атм; 3 - 28,5 атм; 4 - 55 атм
Рис. 3. Зависимости коэффициента пропускания Т молекулярного водорода, от плотности мощности I при различных давлениях в измерительной кювете
60 -1
40 -
20 -
40
"I-1-
80
I сг ,ГВт/см2
120
Рис. 4. Влияния давления на критическую плотность мощности !С1
0
0
Для примера на рис. 5 представлены зависимости энергии импульсов стоксовой компоненты в прямом и обратном е®1 направлениях от энергии импульсов лазерной накачки ер при давлениях водорода в измерительной кювете 20,5 и 74 атм.
Видно, что увеличение давления водорода приводит к уменьшению пороговой мощности возбуждения ВКР как в прямом, так и в обратном направлениях. Сравнение соответствующих кривых, представленных на рис. 5 показывает, что при обоих значениях давления водорода обратное ВКР имеет более низкий порог возбуждения, чем попутное ВКР.
Все это приводит к выводу о том, что ООМ в водороде при ВКР в условиях нашего эксперимента (при немонохроматической накачке и жесткой фокусировке) преимущественно обусловлено обратным рассеянием в первую стоксову компоненту.
2.5 -,
2 -
1.5 -
1 -
0.5 -
о ¿о
-о»«»
1
2
а
п-1-1-1-1-1-1
4 8 12 16
Е р, мДж
1 -I
0.8 -
. 0.6 -
ч
я
ё
1 0.4-
О и
0.2 -
ГУ;*' о % « » .......
П-1-1-1-1-1-1
4 8 12 16
Е р, мДж
Рис. 5. Зависимость энергии стоксовой компоненты в молекулярном водороде на переходе Qo1(1) в прямом Е+ (а) и обратном е0-1 (б) направлениях от импульсной энергии лазерной накачки ер при давлениях водорода в измерительной кювете 20,5 (7) и 74 атм (2)
б
0
0
0
0
ООМ при ВКР можно было бы исследовать и на длине волны 1064 нм первой гармоники YAG:Nd3 + - лазера. Однако необходимо иметь в виду следующую особенность. При ВКР в поле накачки с интенсивностью /р рост интенсивности стоксовой волны Ь происходит по экспоненциальному закону:
/з= ^0ехр(§ /рЬ),
где /^ - интенсивность спонтанных шумов; g - коэффициент усиления; Ь - эффективная длина взаимодействия. Коэффициент усиления можно выразить как [21, 22]:
£=(2^2/^ХЛМЛЛУ)(5О/5Й),
где - длина волны, соответствующая стоксовой компоненте; ЛМ - разность населенностей между первоначальным и конечным состояниями; Лу - ширина линии комбинационно-активного перехода; 5о/5й - сечение СКР на рассматриваемом переходе. Учитывая, что 5о/5й ~ (2л^)4, после несложных преобразований получим, что g ~ Т.е. при
увеличении длины волны уменьшается коэффициент усиления, а при уменьшении коэффициента усиления увеличивается порог ВКР. Таким образом, если бы эксперименты по ООМ лазерного излучения в молекулярном водороде при ВКР проводились на длине волны излучения 1064 нм, то плотность мощности, при которой происходит ограничение, была бы еще выше.
ИССЛЕДОВАНИЕ ООМ В ГИДРОЗОЛИ НАНОАЛМАЗОВ
Исследования ООМ в гидрозоли НА проводились на наноалмазах детонационного синтеза, предварительно очищенных от примесей [23]. Кластеры частиц имели средний размер ~ 50 нм. Концентрация наночастиц в исходном гидрозоле составляла 3 % (по массе), а гидрозоли с более низкими концентрациями наночастиц получали добавлением дисцилированной воды. Для экспериментов были приготовлены гидрозоли, концентрация НА в которых составляла с = 3 масс.%, 1 масс.%, 0,1 масс.% и 0,01 масс.%.
Исследования ООМ в гидрозоле НА проводили на автоматизированной лазерной установке (^=1064 нм), работающей в одномодовом режиме с частотой повторения 1 Гц и длительностью импульсов т = 17 нс [24]. В экспериментах использовали модернизированный метод ¿-сканирования с открытой диафрагмой (рис. 6), при котором фотоприемник 1 и кювету с исследуемым гидрозолем 2 размещали непосредственно на координатном столике 3 так, что в ходе ¿-сканирования приемная часть фотоприемника 1 была постоянно направлена
на боковую сторону кюветы [10]. Это давало возможность измерять энергию е± импульса излучения, упруго рассеянного под прямым углом в ходе перемещения кюветы вдоль оптической оси г. За начало отсчета была принята перетяжка сфокусированного лазерного пучка, диаметр которой составлял 100 мкм. Фокусное расстояние собирающей линзы 12 составляло ^=100 мм. Для регистрации энергии падающих и проходящих через исследуемую кювету лазерных импульсов использовали фотоприемники 5 и 4, соответственно (рис. 6). Длина оптического пути кюветы составляла 1,01мм.
1, 4, 5 - фотоприемники; 2 - кювета с исследуемым гидрозолем; 3 - координатный столик;
6 - источник лазерного излучения; 7, 13 - оптические фильтры типа ИКС; 8 - делительное зеркало;
9, 10, 11, 14 - нейтральные фильтры; 12 - фокусирующая линза; 15 - коллимирующая линза
Рис. 6. Схема эксперимента для метода г-сканирования
При измерении энергетических характеристик падающих, проходящих и рассеянных импульсов в качестве датчиков использовали фотодиоды ФД-24, работающие в составе автоматизированной многоканальной системы регистрации энергии лазерных импульсов.
На рис. 7 представлены экспериментально полученные зависимости Т и е± от координаты г в ходе сканирования исследуемого гидрозоля (3 масс.%) вдоль оптической оси при фиксированном значении энергии е = 0,7 мДж. Видно, что при приближении г к нулю, следовательно, при увеличении плотности мощности излучения, коэффициент пропускания исследуемой суспензии существенно уменьшается (рис. 7, кривая 1), а энергия импульсного излучения е±, рассеянного под прямым углом, соответственно возрастает (рис. 7, кривая 2), т.е. чем больше е±, тем меньше коэффициент пропускания Т.
г, мм
Рис.7. Экспериментальные зависимости коэффициента пропускания Т кюветы с исследуемым гидрозолем (кривая 1) и нормированного на максимальное значение энергии импульсного излучения е±, рассеянного под прямым углом (кривая 2), от координаты г
Необходимо отметить, что вдали от перетяжки энергия импульса лазера, рассеянного под прямым углом, не обращается в нуль и примерно остается на постоянном уровне. Это можно объяснить рэлеевским рассеянием.
На рис. 8 представлены экспериментальные зависимости коэффициента пропускания Т от плотности мощности падающего излучения I, при различных концентрациях гидрозолей наноалмазов. Видно, что при всех указанных с увеличение I сопровождается нелинейным уменьшением коэффициента пропускания Т начиная с некоторого критического значения 1сг. Примечательно, что все четыре экспериментальные зависимости, представленные на рис. 8, хорошо аппроксимируются функцией (сплошные кривые) следующего вида:
Т = -
Т
1 +
к '
(2)
где Т0 - первоначальный коэффициент пропускания гидрозля, 1сг - некоторое значение интенсивности (плотности мощности), характеризующее нелинейные свойства гидрозоля с заданной концентрацией наночастиц, к - коэффициент нелинейности.
На рис. 9 представлена зависимость критической плотности мощности 1сг от концентрации гидрозоля в измерительной кювете. Критическая плотность мощности была определена как и для водорода на уровне 0,9 от максимального значения коэффициента пропускания представленного на рис. 8. Видно, что с увеличением концентрации гидрозоля НА, значение критической плотности мощности снижается. Это может объясняться тем, что с увеличением концентрации гидрозоля НА увеличивается и интенсивность рассеяния под прямым углом.
0.4
0.8
I, ГВт/см2
1.2
1.6
1 - 3; 2 - 1; 3 - 0,1; 4 - 0,01 масс%; точки - эксперимент, сплошные кривые -аппроксимируюшая функция
Рис. 8. Зависимости коэффициента пропускания Т, от плотности мощности падающего излучения I при различных концентрациях гидрозолей наноалмазов
3 -1
2-
1 -
0.5
0.6
0.7 0.8
2
I сг , ГВт/см
1 I I
0.9 1
Рис. 9. Влияние концентрации гидрозоля наноалмазов на критическую плотность мощности 1сг
0
0
На рис. 10 представлены экспериментальные зависимости энергии импульса е±, рассеянного под прямым углом, от плотности мощности падающего излучения I при различных концентрациях гидрозолей наноалмазов. На данном рисунке все экспериментальные точки энергии импульсного излучения е± нормированы на одно максимальное значение. Видно, что при одной и той же энергии падающего излучения большее рассеяние наблюдается при больших концентрациях гидрозолей наноалмазов.
Сравнение экспериментальных результатов, представленных на рис. 4 и 9 показывает, что ООМ в молекулярном водороде характеризуется значительно большим порогом наблюдения, чем ООМ в гидрозоле наноалмазов. При уменьшении давления водорода в кювете с 55 атм до 7 атм влечет за собой увеличение критического значения плотности мощности с 4 ГВт/см2 до 119 ГВт/см2, в то время как уменьшение концентрации гидрозоля
НА с 3 масс.% до 0,1 масс.% влечет увеличение критического значения плотности мощности
2 2
с 0,5 ГВт/см до 0,7 ГВт/см . Таким образом, ВКР в водороде можно использовать для ООМ при интенсвностях падающего излучения более 4 ГВт/см2, а гидрозоли НА при интенсивностях более 0,5 ГВт/см .
0.8
я
£ 0.6
0.4
0.2
. с=3%
.с=1% * с=0.1%
> г
/
• ■* л- '
ft V- *-г "Г
, . - с=0.01% _i_I_I_I
0.4
0.8 1.2
I, ГВт/см2
1.6
Рис. 10. Зависимости энергии импульсов е±, рассеянных под прямым углом, от плотности мощности падающего излучения I при различных концентрациях наноалмазов в гидрозолях (с - масс.%)
1
0
0
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Таким образом, в данной работе показано, что эффект ООМ в водороде и гидрозолях наноалмазов обусловлен нелинейным рассеянием света. Показано, что для ООМ водородом необходимы значительно более высокие плотности мощности падающего излучения, чем для гидрозолей НА.
Работа выполнена при финансовой поддержке президиума Уральского отделения РАН (межрегиональный проект № 12-С-1-1003 «Разработка углеродных наноматериалов с регулируемыми нелинейно-оптическими и оптоэлектрическими свойствами»).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Kost A.R., Jensen J.E., Loufty R.O. et al. Optical limiting with higher fullerenes // Appl. Phys. B. 2005. V. 80. P. 281-283.
2. Белоусов В.П., Белоусова И.М., Гавронская Е.А. и др. О механизме оптического ограничения лазерного излучения фуллеренсодержащими средами // Оптика и спектроскопия. 1999. Т. 87, № 5. С. 845-852.
3. Белоусова И.М., Данилов О.Б., Сидоров А.И. Нелинейно-оптические ограничители лазерного излучения // Оптический журнал. 2009. Т.76, Вып.4. С. 71-85.
4. Izard N., Billaud P., Riehl D. et al. Influence of structure on the optical limiting properties of nanotubes // Optics Letters. 2005. V. 30, Is. 12. P. 1509-1511.
5. Chin K.C., Sow C.H., Wee A.T.S. et al. Modified carbon nanotubes as broadband optical limiting nanomaterials // Journal of Materials Research. 2006. V.21, № 11. P. 2758-2766.
6. Vivien L., Lancon P., Riehl D., et al. Carbon nanotubes for optical limiting // Carbon. 2002. V. 40, № 10. P. 17891797.
7. Venkatram N., Narayana Rao D., Akundi M.A. Nonlinear absorption, scattering and optical limiting studies of CdS nanoparticles // Optics Express. 2005. V.13, № 3. P. 867-872.
8. King S.M., Chaure S., Doyle J. et al. Scattering induced optical limiting in Si/SiO2 nanostructure dispersions // Optics Communications. 2007. V. 276. P. 305-309.
9. Kiran A.J., Udayakumar D., Chandrasekharan K. et al. Nonlinear optical studies of a newly synthesized copolymer containing oxadiazole and substituted thiophenes // Optics Communications. 2007. V. 271. P. 236-240.
10. Михеев Г.М., Могилева Т.Н., Окотруб А.В. и др. Нелинейное рассеяние света в суспензии углеродных нанотрубок // Квантовая электроника. 2010. Т.40, № 1. С. 45-50.
11. Михеев Г.М., Пузырь А.П., Ванюков В.В., Пуртов К.В., Могилева Т.Н., Бондарь В.С. Нелинейное рассеяние света в гидрозоле наноалмазов // Письма в ЖТФ. 2010. Т. 36, Вып. 8. С. 23-32.
12. Сущинский М.М. Спектры комбинационного рассеяния молекул и кристаллов. М. : Наука, 1969. 576 c.
13. Старунов В.С., Фабелинский И.Л. Вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна и вынужденное энтропийное (температурное) рассеяние света // Успехи физических наук. 1969. Т. 98, Вып. 3. С. 441-491.
14. Михеев Г.М. Эффективность прямого и обратного ВКР в водороде при монохроматической накачке // Квантовая электроника. 1991. Т. 18, № 3. С. 337-339.
15. Ангелов И.П., Венкин Г.В., Есиков Д.А. и др. Прямое измерение ангармонизма молекулы водорода методом вынужденного комбинационного рассеяния света // Доклады Академии наук СССР. 1984. Т. 275, № 4. С. 858-860.
16. Венкин Г.В., Михеев Г.М., Новодворский О.А. Угловое распределение антистоксовых компонент ВКР с основного и возбужденного колебательных уровней молекулы водорода // Квантовая электроника. 1985. Т. 12, № 11. С. 2230-2237.
17. Венкин Г.В., Есиков Д.А., Малеев Д.И. и др. Энергетические характеристики ВКР на переходе Qi2(1) колебательно-возбужденной молекулы водорода // Квантовая электроника. 1986. Т. 13, № 2. С. 378- 386.
18. Дьяков Ю.Е., Никитин С.Ю. О взаимодействии и конкуренции прямого и обратного рассеяний при ВКР // Квантовая электроника. 1982. Т. 9. С. 1258-1261.
19. Михеев Г.М. Обратное ВКР на переходе Q12(1) колебательно-возбужденных молекул водорода // Квантовая электроника. 1999. Т. 27, № 1. С. 59-64.
20. Малеев Д.И., Михеев Г.М., Могилева Т.Н. Многоканальная система регистрации энергии лазерных импульсов на базе персональной э.в.м. "Электроника БК-0010-01" // Приборы и техника эксперимента. 1991, № 5. С. 80-83.
21. Bischel W.K., Dyer M.J. Wavelength dependence of the absolute Raman gain coefficient for the Q(1) transition in H2 // J. Opt. Soc. Am. B. 1986. V. 3, № 5. P. 677-682.
22. Ottusch J.J., Rockwell D.A. Measurement of Raman gain coefficient of hydrogen, deuterium, and methane//IEEE J. of Quantum Electronics. 1988. V. 24. № 10. P. 2076-2080.
23. Бондарь В.С., Пузырь А.П. Наноалмазы для биологических исследований // Физика твердого тела. 2004. Т. 46, Вып. 4. С. 698-701.
24. Михеев Г.М., Могилева Т.Н., Попов А.Ю. и др. Автоматизированная лазерная система для диагностики водорода в газовых смесях // Приборы и техника эксперимента. 2003, № 2. С. 101-107.
OPTICAL LIMITING OF POWER IN HYDROGEN AND CARBON PARTICLES SUSPENSIONS AT NONLINEAR SCATTERING OF LIGHT
Mogileva T.N., Vanyukov V.V., Mikheev G.M.
Institute of Mechanics, Ural Branch of the Russian Academy of Sciences, Izhevsk, Russia
SUMMARY. We present the results of experimental investigations of optical limiting of laser radiation in a nanodiamond hydrosol under nonlinear elastic scattering and molecular hydrogen under the stimulated Raman scattering (SRS). The results indicate that optical limiting of laser radiation in a nanodiamond hydrosol is observed at power densities well less then optical limiting in molecular hydrogen at SRS.
KEYWORDS: optical power limiting, laser radiation, stimulated Raman scattering, molecular hydrogen, nanodiamond hydrosol, z-scan measurements.
Могилева Татьяна Николаевна, кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник ИМ УрО РАН, тел. (3412)21-66-11, e-mail: mogileva@udman.ru
Ванюков Вячеслав Владимирович, аспирант, младший научный сотрудник ИМ УрО РАН, e -mail: syava9@mail.ru
Михеев Геннадий Михайлович, доктор физико-математических наук, профессор, заведующий лабораторией ИМ УрО РАН, тел. (3412)21-89-55, e-mail: mikheev@udman.ru
