Способ синтеза диамагнитной оптически активной среды

Изобретение относится к самоорганизации света в нелинейных молекулах с обратной связью между наведенными энергиями на двух переходах, преимущественно на двух вращательных переходах основного колебательного терма или на двух колебательно-вращательных переходах основного электронного терма и может быть использовано в квантовой электронике для генерации винтовой волны с большим орбитальным моментом количества движения материи; в молекулярной энергетике для приготовления электромагнитных ловушек, разделения изотопов молекул и организации физико-химических и биологических форм материи; в геофизике для прогноза зарождения шаровых молний, смерчей и радиационных потерь в молекулярных каналах при аномальных макропараметрах атмосферы. Способ заключается в создании объема когерентности, где на каждую молекулу воздействуют одновременно электрическим, магнитным полем бигармонического волнового пакета и электрическим, магнитным полем, возникающим от столкновения молекулы с уширяющей частицей. Особенностью способа является усиление ротационно-спин-орбитального взаимодействия в молекулах до величины, обеспечивающей приготовление и распад-воссоздание оптически неравновесного смешанного электронного состояния ансамбля систем молекула-фотон. Изобретение позволяет синтезировать диамагнитную оптическую среду в виде ансамбля диамагнитных оптически активных открытых систем молекула-фотон. 2. з.п. ф-лы, 9 ил.

 

Изобретение относится к самоорганизации света в нелинейных молекулах с обратной связью между наведенными энергиями на двух переходах, преимущественно на двух вращательных переходах основного колебательного терма, или на двух колебательно-вращательных переходах основного электронного терма, и может быть использовано:

- в квантовой электронике для генерации поля винтовой волны с большим орбитальным моментом количества движения;

- в молекулярной энергетике для приготовления диамагнитных ловушек, разделения изотопов молекул и организации физико-химических и биологических форм материи;

- в геофизике для мониторинга зарождения шаровых молний, смерчей и радиационных потерь в молекулярных каналах при аномальных параметрах атмосферы.

Известны способы получения искусственной оптически активной среды, когда оптически неактивную среду помещают в постоянное электрическое поле (эффект Керра - электрическое двойное лучепреломление) или в постоянное магнитное поле (явление Зеемана: эффект Фарадея - магнитное вращение плоскости поляризации; эффект Коттона - круговой дихроизм; эффект Коттона-Мутона - магнитное двойное лучепреломление) [Волькенштейн М.Д. Молекулярная оптика. - М.-Л. 1951. С.634-647; Физический энциклопедический словарь. - М.: БРЭ. 1995. С.494-495; Пентин Ю.А, Вилков Л.В. Физические методы исследования в химии. - М.: Мир. 2003. С.563-574]. Результат приготовления оптически активных молекул на электронном переходе обнаруживают по повороту плоскости поляризации проходящей световой волны. При этом ключевую роль играет диамагнитное поле, наведенное полем проходящей световой волны в направлении, противоположном вызвавшему его магнитному полю.

Эти способы имеют общий существенный признак с заявляемым способом, состоящий в том, что при синтезе оптически активной среды реализуются асимметричные, лишенные плоскости и центра симметрии молекулы.

Однако известные способы не позволяют преобразовать неактивную среду в оптически активную среду действием высокочастотного электромагнитного поля; нам не известны способы синтеза диамагнитной оптически активной среды электрическим и магнитным полем проходящей световой волны.

Наиболее близким к заявляемому способу по технической сущности является способ когерентной модуляционной спектроскопии комбинационного рассеяния молекулами поля бигармонического излучения [Ахманов С.А., Коротеев Н.И. Методы нелинейной оптики в спектроскопии рассеянного света. - М.: Наука. 1981. С.51-56]. В этом случае две волны частоты ω₁ и ω₂ взаимодействуют со средой при резонансе разности частот волн (ω₁-ω₂)≈ Ω и молекулярных колебаний. В среде возникает модуляция диэлектрической проницаемости ε^(нл) через наведенную (индуцированную) оптическую нелинейность показателя преломления n(ω₂) на частоте пробной волны ω₂ под действием интенсивной волны накачки частоты ω₁. Величину нелинейной добавки ε^(нл)˜δn(ω₂)|E⁽¹⁾|² регистрируют по изменению амплитуды, фазы или поляризации пробного сигнала на частоте ω₂.

Общими существенными признаками аналога и заявляемого способа являются поле бигармонического излучения из двух волн разной частоты и подвод к молекулам этого излучения путем фокусировки в объем когерентности.

Способ когерентной модуляционной спектроскопии комбинационного рассеяния света позволяет в разных участках объема когерентности регистрировать фазовые соотношения между элементарными возмущениями молекул и создать разность населенности состояний перехода, что открывает возможность использовать наведение оптической нелинейности показателя преломления среды для решения задач спектроскопии, но не синтезировать диамагнитную оптически активную среду в объеме когерентности.

Основным недостатком аналога является отсутствие условий и канала с квантовой критической точкой, что не позволяет бигармоническому излучению запустить в молекулах механизм двумерной (нелокальной) положительной обратной связи на двух вращательных или колебательно-вращательных переходах и, «замораживая» вращение ядер путем усиления прецессионно-радиального (прецессионно-нутационного) движения электронов, синтезировать ансамбль диамагнитных оптически активных открытых систем молекула-фотон в объеме когерентности.

Задачей заявляемого способа является синтез диамагнитной оптически активной среды в объеме когерентности в виде ансамбля диамагнитных оптически активных открытых систем молекула-фотон в приготовленном макроскопически различимом оптически неравновесном смешанном электронном состоянии.

Особенностью заявляемого способа является усиление ротационно-спин-орбитального взаимодействия в молекулах до величины, обеспечивающей приготовление и распад-воссоздание оптически неравновесного смешанного электронного состояния ансамбля систем молекула-фотон.

В заявляемом способе задают две волны, распространяющиеся вдоль оси Z на разных частотах ω₁ и ω₂ при ширине спектра δω₁≈δω₂≈δω, и получают:

- длину когерентности Δz≈2πc(δω)^-1 бигармонического волнового пакета на несущей частоте ω_sq=(ω_1q+ω_2q)/2 в момент времени t_q; с и q=0, 1, 2... q*≈2ω_sq/Δω_q - скорость света в вакууме и номер периода T_sq=2π/ω_sq волнового пакета (см. ниже);

- радиус пучка, номер зоны n Френеля и показатель преломления среды n_sq>1 на несущей частоте ω_sq волнового пакета;

- объем когерентности

На Фиг.1 приведена схема получения объема когерентности (1) в бигармоническом волновом пакете с частотами ω₁ и ω₂ путем его формирования линзой с фокусом f.

Затем представляют две линейно поляризованные волны на оптических частотах ω_1q и ω_2q в виде поля бигармонического волнового пакета, и при отношении интенсивности I_1q/I_2q≈1 и разности частот Δω_q=(ω_1q-ω_2q) волн, получают выражение

связывающее скорость света в вакууме с групповой и фазовой скоростью волнового пакета в среде с²=(υ_гqυ_фq) [Ахманов С.А., Никитин С.Ю. Физическая оптика. - М.: МГУ. 2004. С.504-508]. Здесь:

- F(t'_q)=2Ecos(Δω_qt_q); Ψ'_1q=(ω_1qt'_q-k'_1qE_q) и Ψ'_2q=(ω_2qt'_q-k'_2qE_q) - фаза волн с частотами ω_1q и ω_2q в момент времени t'_q;

- t'_q=(q-1/2)T_sq/2 и t''_q=qT_sq/2 - моменты времени, когда векторы Е_x=Е₁+Е₂, Н_y=Н₁+H₂ поля бигармонического волнового пакета принимают максимальное и минимальное значение;

- υ_фq=ω_sq/k_sq и υ_гq=Δω_q/Δk_q - фазовая и групповая скорости бигармонического волнового пакета в среде при сумме 2k_sq=(k'_1q+k'_2q) и разности Δk_q=(k'_1q-k'_2q) волновых векторов k'_1q=n(ω_1q)ω_1q/c=2π/λ_1q и k'_2q=n(ω_2q)ω_2q/c=2π/λ_2q, Фиг.2.

На Фиг.2 приведена связь фазовой υ_фq и групповой υ_гq скорости волнового пакета в среде с движением фазового фронта несущей частоты ω_sq и с движением ее огибающей при отношении интенсивности волн I_1q/I_2q≈1 и полупериоде стационарного волнового пакета 2π/Δω_q; Δt'_q,q* - период динамического волнового пакета между моментами t'_q=0 и t'_q=q* или время подготовительного этапа (см. ниже).

При этом электронное состояние молекул возмущают полем E_yc(r_q,t_q), H_yc(r_q,t_q) упругого столкновения молекул с уширяющими частицами [Никитин Е.Е., Смирнов Б.М. Атомно-молекулярные процессы. - М.: Наука. 1988. С.7-8, 74-78, 211-214] и получают радиус орбиты валентного электрона r_q, наведенный электрический дипольный момент, а также колебание электрической поляризуемости δα_q молекул в момент времени t_q. Кроме того, получают прецессию валентного электрона по орбите с ларморовой частотой наведенный магнитный орбитальный момент δμ_dq≈ Ω_Lqer_q ²/2υ_гq и колебание диамагнитной восприимчивости δχ_dq≈Z_e(er_q)²/6m_jυ_гq ² молекул в объеме (1) в момент t_q. Здесь μ_Б и Z_e - магнетон Бора и число электронов в молекуле, е и m_j - заряд и масса электрона; α_q и χ_dq - электрическая поляризуемость и диамагнитная восприимчивость молекулы в момент t_q.

Одновременно спектральную структуру поля бигармонического волнового пакета Δω_q, 2ω_sq задают так, чтобы взаимодействие векторов E_yc(r_q,t_q), H_yc(r_q,t_q) и E_x(z_q,t_q), H_y(z_q,t_q) через колебания δα_q, δχ_dq происходило в течение длительности столкновения τ_ус≈2π/γ при условиях, когда колебания энергии поляризации-прецессии (вариант энергии квадратичного эффекта Штарка на стартовом переходе и энергии индукции-нутации (вариант энергии квадратичного эффекта Зеемана на рабочем переходе молекул

на разности и сумме частот волн

попадают в область параметрических резонансов к стартовому (основному) и рабочему (обертонному) вращательным переходам, объединенным низшим вращательным состоянием |0> (квантовой критической точкой) в V-схему (см. Фиг.3)

[Лопасов В.П. Физический механизм лазера второго поколения // Изв. ВУЗов. Физика, 2005, Т.48. №. 11. С.62] или к стартовому (основному) и рабочему (составному) колебательно-вращательным переходам, объединенным низшим колебательно-вращательным состоянием (квантовой критической точкой) в V-схему (см. 5б, Пример). Здесь J и M_J - вращательное и магнитное квантовые числа; B_q - вращательная постоянная молекулы в момент t_q; γ≈2π/τ_ус - среднестатистическая столкновительная ширина вращательных или колебательно-вращательных переходов. Под областью резонанса понимают область аномальной дисперсии переходов, объединенных в V-схему.

При этом получают:

- корреляционную связь скоростей υ_гq, υ_фq волнового пакета и движений электронной, ядерной подсистем молекулы в моменты времени t'_q и t''_q;

- взаимозависимое изменение параметров молекул α_q, χ_dq и параметров поля волнового пакета υ_гq, υ_фq в объеме когерентности (1) на частотах (4).

Фиг.3. Расщепление вращательных состояний (5a) за счет квадратичных эффектов Штарка и Зеемана в контексте (3) при выполнении условий (4).

Затем задают отношение интенсивности I_1q/I_2q≠1 волн большей и меньшей частоты в диапазоне от 3/1 до 8/1, где нижняя граница 3/1 соответствует минимальному, а верхняя граница 8/1 максимальному значению градиента поля бигармонического волнового пакета в плоскости XY.

В этом случае наведенная нелинейность показателя преломления среды n(ω_sq) на переходах (5a) или (5б - Пример), обусловленная пространственно-нелокальным взаимодействием молекул с полем уширяющих частиц и с полем бигармонического волнового пакета, обеспечивает:

- превышение энергий поляризации-прецессии и индукции-нутации над энергией радиационных потерь

на каждом элементе T_sq/2 интервала времени (этапа)

- резонансный «захват» прецессионно-нутационных движений валентных электронов молекул среды амплитудно-фазовыми колебаниями напряженности поля бигармонического волнового пакета

приводящий к «замораживанию» вращения ядер каждой молекулы в объеме (1).

После выполнения условий (4, 5, 6, 7, 8) получают:

- девиацию несущей частоты ω_s(z,t'_q)=ω_s+ Ω(x_qy_q,t'_q) в плоскости XY, удерживающую стартовый переход молекул в параметрическом резонансе между соседними моментами времени t'_q и t'_q+1;

- несущую частоту ω_s(z_q,t_q)=ω_s+ Ω(z_q,t_q), изменяющуюся по мере переноса напряженности поля E_x(z_q,t_q), H_y(z_q,t_q) с левой поляризацией по кругу вдоль оси Z и резонансно «цепляющуюся» за рабочий переход молекул в моменты времени t''_q, Фиг.3.

На Фиг.4 представлены значения α_q и χ_d молекул на переходе в момент t'_q=0 начала этапа (7).

Действие прецессии электрона с ларморовой частотой Ω_Lq на переход [см. низкочастотный вариант в Фоно У., Фона Л. Физика атомов и молекул. - М.: Наука. 1980, С.193-195] гасит вращение ядер и «запускает» в молекулах механизм двумерной (нелокальной) положительной обратной связи но V-схеме (5а), (5б - Пример) между энергиями поляризации-прецессии и индукции-нутации на одном из элементов T_sq/2 этапа (7).

Механизм обратной связи включает, как обычно [Ахманов С.А., Никитин С.Ю. Физическая оптика. - М.: МГУ. 2004. С.633-638], дифракцию бигармонического излучения на молекулах, удаленных друг от друга на расстояния, сравнимые с поперечным сечением его пучка D_q.

Затем берут поле бигармонического волнового пакета с такой плотностью фотонов ρ_f, чтобы она превышала плотность молекул ρ_f≥ρ_м в стартовом состоянии вращательного или колебательно-вращательного перехода, а плотность уширяющих частиц ρ_уш выбирают превышающей плотность фотонов и достаточной

для попадания частоты Ω_R упругого столкновения молекулы с уширяющими частицами [Кикоин А.К, Кикоин И.К. Молекулярная физика. М.: Наука. С.135-138] в область резонанса к частоте рабочего вращательного

или колебательно-вращательного (10б, см. Пример) перехода (см. Фиг.5).

При этом механизм обратной связи по V-схеме в объеме когерентности (1):

- регулирует скорость перехода и рост электрической поляризуемости α_q→α* молекул на частоте Ω(x_qy_q,t'_q,q+1)≈2ω_01q в плоскости XY в моменты t'_q;

- создает диамагнитную амплитудно-фазовую ловушку фотонов в области рабочего перехода и, снимая пространственное вырождение, регулирует нелинейный рост диамагнитной восприимчивости χ_dq→χ_d* (при r_q→r*) молекул на несущей частоте ω_sq=ω_0Jq в моменты времени t''_q (см. Фиг.6);

- выстраивает проекции ротационно-спин-орбитального момента количества движения молекул на ось Z между потенциальными точками перегиба показателя преломления среды n(ω_sq) в область перехода в моменты времени t''_q.

Как следствие, в каждой молекуле из объема (1) на этапе (7):

- «замораживается» вращение ядер вдоль оси Z за счет перераспределения электронной плотности (усиления прецессионно-нутационного движения электронов) в плоскости XY;

- «накапливается» критериально сильное магнитное поле, соответствующее пороговой диамагнитной энергии

превышающей удвоенную энергию молекулы в стартовом вращательном или колебательно-вращательном состоянии, за счет увеличения фазовой υ_фq→υ'_ф и замедления групповой υ_гq→υ'_г скорости бигармонического волнового пакета.

В момент t'_q* окончания этапа (7) в объеме когерентности (1) получают:

- критические скорости υ''_г, υ'_ф (при υ''_г<<υ'_ф и с²=υ'_фυ''_г) бигармонического волнового пакета для компоненты с левой поляризацией по кругу (Е_x/Е_y=i), критические параметры молекул α*, χ_d*, r* и показателя преломления среды в точках перегиба n_+,q*=n₊-iχ_d* и n_-,q*=n_-+iχ_d* относительно частоты ω_sq*=ω_0Jq* рабочего вращательного или колебательно-вращательного перехода;

- ансамбль диамагнитных оптически активных открытых систем молекула-фотон в низшем вращательном или колебательно-вращательном состоянии;

- макроскопически различимое оптически неравновесное смешанное электронное состояние систем молекула-фотон в области рабочего вращательного или колебательно-вращательного перехода с аномальной вращательной способностью.

На Фиг.5 представлена V-схема вращательных переходов (5а) молекул из объема (1) в момент t'_q* окончания этапа (7): в состоянии |0> синтезирован ансамбль систем молекула-фотон с «замороженным» вращением ядер и диамагнитной энергией в области рабочего перехода приготовлено макроскопически различимое оптически неравновесное смешанное электронное состояние и соотношение (10а) становится равенством.

На Фиг.6 представлены критические значения α* и χ_d* ансамбля систем молекула-фотон в области рабочего перехода при диамагнитной энергии и «замороженном» вращении ядер (состояние |0>) в момент t'_q* окончания этапа (7).

В этом случае валентные электроны систем молекула-фотон совершают в объеме (1) устойчивый цикл высокоорбитальных прецессионно-нутационных движений в плоскости XY с эффективным радиусом r* под действием коллективного поля E'_xq*=E_xq*(z_q*,t'_q*)+E_yc(r*,t'_q*), H'_yq*=H_yq*(z_q*,t'_q*)+H_yc(r*,t'_q*) с левой поляризацией по кругу и выстроенными проекциями ротационно-спин-орбитального момента количества движения на ось Z. Аналогичная ситуация реализуется на рабочем колебательно-вращательном переходе молекул (см. Пример).

Ансамбль из систем молекула-фотон несет ротационно-спин-орбитальный момент количества движения относительно оси Z и способен генерировать поле винтовой волны на частоте ω_sq*=ω_0Jq* с орбитальным моментом количества движения в режиме распад-воссоздание смешанного электронного состояния, приготовленного в области перехода под действием поля бигармонического волнового пакета (см. Фиг.7).

На Фиг.7 показан винтовой фронт волны на несущей частоте ω_sq*(λ_sq*).

Пример. Регистрация сигнала на частоте колебательно-вращательного перехода 4_-2(000)⇔5_-4(103) молекул водяного пара как подтверждение реализуемости заявляемого способа синтеза диамагнитной оптически активной среды (смотри «Заключение по результатам экспериментального исследования...»).

Исследования проводились на широкополосном внутрирезонаторном лазерном спектрометре, который состоит из двух частей:

I. Лазер на рубине с многоходовой кюветой внутри резонатора;

II. Система регистрации спектра излучения лазера и обработки информации.

На Фиг.8. показаны элементы спектрометра.

Кювета (окна 3-3) предназначена для моделирования среды при комнатной температуре и давлениях 10^-2-760 торр, а также для уменьшения частотного интервала между модами с ростом длины резонатора. Оптическая система кюветы (плоское зеркало (4) и два сферических зеркала (5) с радиусом кривизны 5 м и 3 м) обеспечивает геометрическую длину луча 10.4 м при базе кюветы 2.6 м. Рассчитанная частота межмодовых биений составляла Δν_mn≈40.0-60.0 МГц.

Для устранения влияния атмосферы на спектр генерации, зеркала резонатора (2-2) и активный элемент (1) лазера помещены в герметичную камеру, заполненную аргоном до 1 атм. Для устранения паразитной селекции окна кюветы и камеры сделаны клинообразными; торцы рубина (1) срезаны под углом Брюстера.

Исследовался спектр излучения лазера с «провалом», обусловленным линией поглощения ν_лп=14401.337 см^-1 (4.320401·10¹⁴ Гц) составного колебательно-вращательного перехода 4_-3(000)→5_-4(103) молекулы Н₂О, при различных давлениях водяного пара и азота.

При изменении давления водяного пара и азота в кювете наблюдалось, как правило, изменение глубины и ширины «провала» в спектре излучения лазера, традиционное для лоренцевского контура линии поглощения. Однако при торр и торр в «провале» наблюдался монохроматический пик излучения лазера, смещенный относительно центра «провала», Фиг.9а.

Полученный результат выходит за рамки статистического подхода к формированию контура линии поглощения колебательно-вращательных переходов столкновением молекул с уширяющим газом. Оценим возможность самоорганизации света в нелинейных молекулах Н₂О и генерации пика излучения в рамках заявляемого способа синтеза диамагнитной оптически активной среды, используя элементы динамического подхода к формированию молекулярных переходов.

Оценки.

На Фиг. 9б представлены два колебательно-вращательных перехода

молекулы Н₂О, на которых может реализоваться механизм двумерной (нелокальной) обратной связи между энергиями поляризации-прецессии и индукции-нутации электронной подсистемы через «замораживание» вращения ядер до вращательного подуровня 4_-2(000) основного колебательного состояния. В свободных молекулах Н₂О колебательно-вращательный переход 4_-2(000)⇔5_-4(103) очень слабый.

Энергетический подуровень 4_-2(000) - квантовая критическая точка - обусловлен расщеплением вращательного состояния J=4 на величину 2Δ_JK≈0.01152 см^-1 (345.6 МГц) из-за постоянной центробежного растяжения Δ_JK≈0.00576 см^-1 молекулы Н₂О [Быков А.Д, Макушкин Ю.С, Улеников О.Н. Колебательно-вращательная спектроскопия водяного пара. - Новосибирск: Наука. 1989. С.100-101] и традиционными методами молекулярной спектроскопии не обнаруживается.

Спектр излучения лазера после интерферометра Фабри-Перо (ИТ-51) с базой 10 мм (разрешение δν˜0.01 см^-1) и с базой 100 мм регистрировался фотоаппаратом Зенит-С на фотопленку Т-17, и его интегральная за импульс ширина составляла 3-5 см^-1. Для получения высококачественной интерференционной картины перед ИТ-51 помещалась линза (6) и рассеиватель, вращающейся со скоростью ˜230 об/с.

Кинетика свободной генерации лазера регистрировалась фотоэлементом Ф-5, осциллографом С8-9А и представляла собой нерегулярный набор одно и двугорбых пичков τ_пич≈50 нс в импульсе τ_имп≈20 мкс при энергии W^имп≈70.0 мДж, W^пич ≈3.9·10⁴ эрг, интенсивности I≈4W_пич/(πD²τ_пич)≈2.4·10¹² эрг/(см²сек) и типичном сечении светового пучка D≈0.2 см. Поскольку каждый одно- и двугорбый пичок содержит соответственно одну и две моды генерации с типичной шириной спектра δν_m˜0.001 см^-1 (˜30 МГц), то объем когерентности для двугорбого пичка в резонаторе составляет ΔV≈30 см³ (D≈0.2 см и Δz≈10 см³).

Как правило, в резонаторе лазера напряженность поля Е_mn выше, чем вне резонатора в 8-10 раз, поэтому двугорбый пичок в объеме ΔV≈30 см³ резонатора несет энергию W_mn ^пич≈3.9·10⁵ эрг, что соответствует N_f≈1.4·10¹⁷ фотонам в области линии поглощения ν_лп при плотности ρ_f≈4.6·10¹⁵ см^-3 и энергии фотонов hν_лп≈2.8×10^-12 эрг.

При заданной конфигурации и длине резонатора лазера межмодовый интервал хотя бы в одном двугорбом пичке импульса равен Δν_mn≈40.0-60 МГц, что обеспечивает выполнение условия (5б)и условия

поскольку частота упругого столкновения одной молекулы Н₂О с уширяющими частицами (молекулами азота) равна ν_R≈υ_Mσ_ycρ_уш≈1.68·10⁶ c^-1. При достижении q→q*=(ν_m+ν_n)/2Δ_KJ=2.5·10⁶ соотношение (10б) становится равенством (см. Фиг.9б). Здесь υ_M≈1.4·10⁴ см·с^-1 - скорость молекул Н₂О; σ_ус≈10^-16 см² и ρ_уш≈1.2·10¹⁸ см^-3 - сечение упругого столкновения и плотность уширяющих частиц; ν₁₀₃=14318.0 см^-1 (4.2954·10¹⁴ Гц) - частота колебательного перехода |0>⇔|103> и Ω_L/2π≈ν_Lq≈1.4·ГГц при среднем (за τ_yc) магнитном поле H_ус≈10³ Э.

Отношение интенсивности волн I_1q/I_2q в двух комбинирующих модах m и n двугорбого пичка лазерного излучения находится, как правило, в диапазоне от 2/1 до 8/1, что обеспечивает выполнение условий (7, 8).

В состоянии 4_-3(000) при T≈300К, давлении торр и объеме когерентности ΔV≈30 см³, находится N_M≈3·10¹⁵ молекул Н₂О (ρ_M≈10¹⁴ см^-3) и их возмущает:

- поле E_ус≈10⁵ ед. СГС и H_ус≈10³ Э от N_уш≈9.0·10¹⁹ (ρ_уш≈1.2·10¹⁸ см^-3) при τ_ус≥10^-5 с (с учетом частичной кластеризации молекул Н₂О для торр);

- поле волнового пакета Е_mn≈4.0·10² ед. СГС и H_mn≈80 Э при плотности фотонов ρ_f≈4.6·10¹⁵ см^-3 в комбинирующих модах m и n двугорбого пичка.

Поскольку требуемые условия (9, 10б, 11) также выполнены, то в один из моментов t'_q этапа (7) частота прецессии достигнет ν_Lq≈1.9·ГГц и создаст в молекулах дополнительный магнитный орбитальный момент δμ_q и дополнительную диамагнитную восприимчивость δχ_dq≈Z_e(er_q)²/6m_jυ_гq ²≈1.17·10^-24 ед. СГС (при Z_e=1, υ_гq≈Δν_mnr_q, Δν_mn≈6.0·10⁷ Гц, r_q=0≈0.15 нм→r_q≈1.0 нм - эффективный радиус орбиты электрона), достаточные для резонансного «захвата» прецессионно-нутационного движения валентных электронов амплитудно-фазовыми колебаниями напряженности поля бигармонического волнового пакета (частоты ν_m, ν_n мод m и n лазера), который гасит вращение ядер и «запускает» механизм двумерной положительной обратной связи в молекулах Н₂О по V-схеме (5б) между энергиями поляризации-прецессии и индукции-нутации, а также создает диамагнитную амплитудно-фазовую ловушку фотонов в области рабочего колебательно-вращательного перехода 4_-2(000)⇔5_-4(103) молекул в объема (1).

В каждой N_M≈3·10¹⁵ молекуле H₂О возникнет и усилится корреляция между наведенными движениями электронов и ядер, что приведет к накоплению критической диамагнитной энергии ΔW_З≈q·δχ_dq*H_ycq*H_mn≈2.3·10^-12 эрг в области рабочего перехода за этап Δt'_0,q*≈q·T_sq*/2≈17.0, не превышающей величину (4Δ_JK±δν_m)h≈(7.3±0.3)·10^-19 эрг. Величина критической энергии

оценена по формуле

В объеме ΔV синтезируется оптически активная среда и виде ансамбля диамагнитных оптически активных открытых систем молекула-фотон с показателем преломления n_sq*=1 на частоте ν_sq*≈ν_пик≈14401.547 см^-1 (4.320464·10¹⁴ Гц) и макроскопически различимое оптически неравновесное смешанное электронное состояние, приготовленное в области рабочего перехода 5_-4(103)⇔4_-2(000). Вращение ядер ансамбля систем молекула-фотон «заморожено» до подуровня 4_-2(000).

В момент окончания этапа Δt'_0,q*≈l7.0 не ансамбль диамагнитных систем молекула-фотон генерирует монохроматический пик излучения (винтовую волну) на частоте ν_sq*≈ν_пик≈14401.547 см^-1 перехода 5_-4(103)⇔4_-2(000) в замкнутом цикле «испускание-поглощение» под действием поля бигармонического волнового пакета, Фиг. 9а. Частота пика смещена в УФ-область от частоты «провала» ν_лп≈14401.337 см^-1 перехода 4_-3(000)→5_-4(103) на величину ˜0.21 см^-1 (˜6.3 ГГц).

Результат генерации монохроматического пика лазерного излучения подтверждает реализуемость заявляемого способа синтеза диамагнитной оптически активной среды.

1. Способ синтеза диамагнитной оптически активной среды, использующий поле бигармонического излучения от двух волн разной частоты и подвод к молекулам этого поля путем фокусировки в объем когерентности, отличающийся тем, что создают объем когерентности, где на каждую молекулу воздействуют одновременно электрическим, магнитным полем, возникающим от упругого столкновения молекулы с уширяющей частицей, и электрическим, магнитным полем бигармонического волнового пакета, получают колебания электрической поляризуемости и диамагнитной восприимчивости молекулы, наведенные полем столкновения молекулы с уширяющей частицей, и обеспечивают попадание разности и суммы частот бигармонического волнового пакета в область параметрических резонансов к стартовому и рабочему вращательным переходам, объединенным низшим вращательным состоянием в V-схему или к стартовому и рабочему колебательно-вращательным переходам, объединенным низшим колебательно-вращательным состоянием в V-схему; затем реализуют в молекулах среды механизм двумерной (нелокальной) положительной обратной связи по V-схеме между энергиями поляризации-прецессии и индукции-нутации на стартовом и рабочем вращательных или колебательно-вращательных переходах, превышающими энергию радиационных потерь и «замораживающими» вращение ядер путем усиления прецессионно-нутационного движения электронов при задании отношения интенсивностей от 3/1 до 8/1 для волны большей и меньшей частоты; при этом берут плотность фотонов поля бигармонического волнового пакета превышающей плотность молекул в стартовом состоянии вращательного или колебательно-вращательного перехода, а плотность уширяющих частиц выбирают превышающей плотность фотонов и достаточной для попадания частоты упругого столкновения молекулы с уширяющими частицами в область резонанса к рабочему вращательному или колебательно-вращательному переходу, и достаточной для создания диамагнитной амплитудно-фазовой ловушки фотонов в области рабочего перехода, позволяющей молекулам накопить в процессе упругого столкновения критериально сильное магнитное поле, соответствующее пороговой диамагнитной энергии, превышающей удвоенную энергию молекулы в стартовом вращательном или колебательно-вращательном состоянии, а также синтезировать оптически активную среду в виде ансамбля диамагнитных оптически активных открытых систем молекула-фотон в низшем вращательном или колебательно-вращательном состоянии и приготовить макроскопически различимое оптически неравновесное электронное смешанное состояние в области рабочего перехода.

2. Способ по п.1, отличающийся тем, что время синтеза ансамбля диамагнитных оптически активных открытых систем молекула-фотон составляет величину меньше, например, в пять раз длительности упругого столкновения молекулы с уширяющей частицей.

3. Способ по п.1 или 2, отличающийся тем, что длительность упругого столкновения молекулы с уширяющей частицей составляет величину много меньше, например в десять раз, длительности бигармонического волнового пакета из двух волн разной частоты.