Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Термоиндуцированные механизмы самовоздействия излучения ; 11
1.1 .Тепловая дефокусировка лазерного пучка 11
1.2.Тепловая линза в бинарной смеси 15
1.3. Динамические голограммы в двухкомпонентных средах 24
1.3.1. Эффективность записи динамических голограмм 24
1.3.2. Термодиффузионное вынужденное рэлеевское рассеяние 27
1.4.Термоиндуцированные решетки в расслаивающихся растворах 32
1.5.Термоиндуцированные механизмы модуляции рельефа 34
1.5.1. Тепловое расширение среды 34
1.5.2. Термокапиллярный механизм модуляции рельефа 36
1.5.3. Термоиндуцированный фазовый переход 44
ГЛАВА 2. Концентрационные механизмы самовоздействия излучения в двухкомпонентных средах 48
2.1. Термодиффузионный механизм самовоздействия излучения в двухкомпонентной среде 49
2.2. Самовоздействие излучение в микрогетерогенной среде 53
2.2.1. Концентрационная электрострикционная нелинейность 53
2.2.2. Термодиффузионная и электрострикционная нелинейности 55
2.3. Просветление двухкомпонентной среды гауссовым пучком 57
2.4. Экспериментальное исследование просветления двухкомпонентной среды
ГЛАВА 3. Динамические голограммы в двухкомпонентных средах 68
3.1. Термодиффузионный механизм записи динамических голограмм в бинарной смеси 69
3.2. Динамические голограммы в микрогетерогенной среде с электрострикционной нелинейностью 76
3.3. Амплитудные динамические голограммы в бинарной смеси 79
3.4. Динамические голограммы в тонкослойной двухкомпонентнои среде ; 83
ГЛАВА 4. Термодеформационное самовоздействие света при отражении от полимерной пленки 87
4.1. Экспериментальное исследование термодеформационного самовоздействия 87
4.2. Модель термодеформационного механизма 93
Заключение
Список литературы
- Динамические голограммы в двухкомпонентных средах
- Самовоздействие излучение в микрогетерогенной среде
- Динамические голограммы в микрогетерогенной среде с электрострикционной нелинейностью
- Модель термодеформационного механизма
Введение к работе
Актуальность темы. Самовоздействие излучения, заключающееся, в частности, в образовании ограниченным в поперечном сечении пучком линзы, было одним из первых экспериментально обнаруженных нелинейно-оптических эффектов. Именно эффек!ы самовоздействия определяю і основные черты поведения мощных световых пучков в большинстве материальных сред, включая и активные среды самих лазеров. Поскольку указанные эффекты проявляются в средах с кубичной нелинейностью, то исследование само воздействия излучения является в том числе и методом изучения сред для динамической голографии. Актуальной задачей в этой обласіи является поиск перспективных сред с большим коэффициентом нелинейности. Экспериментальное исследование тепловою самовоздействия излучения показало, что нелинейность двухкомпонентных сред может значительно превышать таковую для гомогенных сред [1-3].
Микрогеїерогснньїе среды (суспензии, эмульсии) характеризуются наличием целого ряда специфических механизмов нелинейности, которые отсутствуют в твердотельных средах. В частности, к ним относятся концентрационные нелинейности, обусловленные перераспределением компонент двухфазной среды в поле лазерного излучения. При этом концентрационные потоки в среде вызываются тепловым или другим механизмом взаимодействия излучения с веществом. Например, это может быть электрострикционный эффект, состоящий в том, что в микрогетерогенной среде с различными показателями преломления компонентов на микрочастицы в электромагнитном поле действуют электрострикцион-ные силы. Нелинейности ткою типа исследовались теоретически и экспериментально в ряде работ [1,2].
Нелинейный отклик микрогетерогенной многокомпонентной среды может быть обусловлен термоиндуцированным механизмом дрейфа частиц в неоднородном температурном поле (термофорез в газах, суспензиях, эффект Соре в жид-кофазных бинарных смесях) [2-4].
Среди механизмов поверхностной нелинейности, использующихся в динамической голографии (и проявляющихся, в частности, при самовоздейсівии излучения), большую группу составляют механизмы рельефной записи голограмм, основанные, например, на тепловом расширении среды, световом давлении, эффекте Марангони, термоиндуцированных фазовых переходах (плавлении или испарении) [6]. Эффективная запись поверхностных голограмм требуеі сред с большой нелинейностью, іак как накопление нелинейности на толщине образца отсутству-
рос нлциТІН;гьїїд]Г
БИЫИОШСД С- Гїетер'їург
ОЭ 2Ю(*ктМ
ei. Это делаег актуальным поиск и исследование новых сред и механизмов рельефной нелинейности.
В связи с вышеизложенным исследование термоиндуцированпых механизмов нелинейности в двухкомпонентных средах, пригодных для записи динамических голограмм, представляется важной и интересной задачей.
Целью диссертационной работы являлось исследование іермодиффузиопно-го механизма самовоздействия излучения в бинарных смесях и микрогеїероіен-ных средах (в которых значителен вклад электрострикционной нелинейности), а также термодеформационной нелинейности в полимерных пленках.
Научная новизна рабо іы заключается в следующем:
впервые теоретически проанализировано самовоздействие гауссова пучка излучения в микрогетерогенной жидкофазной среде с учетом термодиффузионного и электрострикционного поюков;
экспериментально исследован механизм просветления двухкомпонептной жидкофазной среды (водного раствора метилового фиолетового) излучением Не-Ne лазера;
- исследованы термодиффузионный и электрострикпионный вклады в эф
фективное: ь записи динамических іолограмм в двухкомпонентных средах;
- экспериментально исследовано термоиндуцированное самовоздействие га
уссова пучка при отражении от зеркальной поверхности тонкой полимерной
пленки; предложено использовать данный эффект для компенсации теплового са
мовоздействия излучения в средах с тепловой нелинейностью.
Практическая ценность рабоїьі состоит в том, что рассмотренные в ней тер-моиндуцированные механизмы нелинейности гетерогенных сред обеспечивают эффективное нелинейное взаимодействие маломощного непрерывного излучения и пригодны для записи динамических голограмм излучением широкого спектрального диапазона. Полученные в работе результаты могут быть использованы при экспериментальном определении кинетических коэффициентов двухкомпонентных сред нелинейно-оптическими методами. В работе предложено использовать термодеформационный механизм нелинейного отражения тонкой полимерной пленки для компенсации теплового самовоздействия излучения при записи динамических голограмм в тонкослойных средах с тепловой нелинейностью.
Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались на:
- Международном оптическом конгрессе «Оптика XXl-век» (Санкт-
Петербург, 2004),
XI Joint International Symposium «Atmospheric and Ocean Optics. Atmospheric Physics» (Tomsk, 2004).
IV Азиатско-тихоокеанской конференции «Фундаментальные проблемы оп-то- и микроэлскфоники» (Хабаровск, 2004),
XII Международном симпозиуме «Оптика атмосферы и океана» (Томск, 2005),
Международном симпозиуме (Третьи Самсоновские чтения) «Принципы и процессы создания неорганических материалов» (Хабаровск, 2006).
Структура и объем работы. Диссертационная рабоїа состоит и 5 введения, четырех глав, заключения и списка литературы.
Динамические голограммы в двухкомпонентных средах
Одним из нелинейно-оптических эффектов, проявляющимся в средах с кубичной нелинейностью, является самовоздействие излучения, заключающееся, в частности, в образовании ограниченным в поперечном сечении пучком самонаведенной линзы.
Тепловая линза — это первый описанный в литературе эффект из известных сегодня фототермических явлений [31]. Образование тепловой линзы лазерным пучком, распределение интенсивности по профилю которого является гауссовым можно описать следующим образом. Вблизи оси пучка профиль интенсивности излучения и, следовательно, температуры образца за счет нагрева близок к параболе. При отрицательной величине dnjdT профиль показателя преломления
При использовании приближения «тонкой линзы» необходимо иметь в виду ряд ограничений [31]. Наиболее критичное из этих ограничений связано с длиной пути света в кювете с образцом. Модель предполагает, что показатель преломления меняется только в радиальном направлении, а в направлении распространения луча он постоянный, т.е. требуется, чтобы лазерный пучок на длине кюветы оставался хорошо сколлимированным. Для дальнейшего наиболее важным будет соотношение между длиной области фокусировки лазерного пучка Ь, радиусом фокального пятна w0 и длиной волны: Ь = 7гй)Ц&. Величина Ь, которую также называют конфокальным параметром, — это расстояние от шейки каустики, на котором радиус пучка увеличивается по сравнению со своим минимальным размером в 4і раз. Проведеный выше анализ предполагает выполнение условия, что длина кюветы с образцом меньше конфокального параметра падающего пучка. На примере лазерного пучка с радиусом ОЛсм и длиной волны 600нм вычисление конфокального параметра дает значение Ь = 500см. Еще одно ограничение состоит в том, что длина кюветы должна быть мала по сравнению с фокусным расстоянием тепловой линзы.
Наконец, в модели безоговорочно предполагается, что единственным механизмом вывода тепловой энергии из облучаемой области образца должна быть теплопроводность. При наличии конвекции профиль показателя преломления был бы сильно искажен, что неизбежно привело бы к искажению прошедшего пучка [33].
Где а - коэффициент поглощения среды, Р - полная мощность пучка, сої - радиус пучка, х - коэффициент теплопроводности среды. Рис. 1.1. Фотоснимки профиля лазерного пучка в дальней зоне в различные моменты времени: а - профиль пучка за кюветой с чистым растворителем СС/4(в пределах 2% он совпадает с профилем в момент времени t = 0); б - профиль пучка за кюветой с раствором йода в СС14 (концентрация 2.7 10" моль/л) через і = 1.5мс после включения лазера (в этот момент отношение интенсивностей, соответствующих t = 0 и t, есть If lit) 3; в - профиль пучка за кюветой с тем же раствором, что и на рисунке б, но в стационарном режиме, когда //Доо) « 840 [34]. 1.2. Тепловая линза в бинарной смеси
В экспериментальной работе [21] впервые было продемонстрировано, что тепловая самонаведенная линза в бинарной смеси может быть заметно больше, чем в чистых компонентах. Экспериментальная установка показана на рис. 1.2 [21].
Луч от He-Ne лазера (5 мВт) фокусировался перед ячейкой, внутренний объем которой имел форму цилиндра (длиной 6 мм и 3 мм в диаметре). Типичный температурный дрейф в течение нескольких часов составлял ±0.1 -10"3 К. Расходимость прошедшего луча определялась как функция входящей мощности луча по измерению ширины луча (по спаданию мощности в l/е2 раз) на экране, помещенном примерно в 80 см от ячейки. Использовалась смесь анилина и циклогексана при почти предельно допустимой концентрации, и данные снимались максимально близко к критической точке жидкости (в которой жидкости смешиваются друг с другом). Графики зависимости ширины луча Асо = со(Р) - со{Р = 0) в плоскости экрана от мощности луча показаны на Рис. 1.3 для трех образцов при двух различных температурах: Гі=34.975 и Г2=30.585С (которая была довольно близка к критической Гс).
Самовоздействие излучение в микрогетерогенной среде
На рис. 1.14 представлены зависимости Dh от h для различных жидкостей, нормированные на диаметр d пучка на экране, который наблюдался бы при отражении пучка от плоской свободной поверхности жидкости. Заданная мощность пучка определяет диапазон оптимальных для измерения толщин, который в тонких слоях ограничен толщиной прорыва слоя [57], а в толстых - снижением локальной чувствительности отклика (определим ее как [A(Dhd-1)/Ah])-100%, где Ah отвечает участку зависимости, который можно аппроксимировать прямой). Увеличение мощности смещает диапазон измерений в область больших толщин. При фиксированной мощности для маловязких жидкостей диапазон измерений шире, а чувствительность ТК отклика выше. Например (Рис. 1.15.), в диапазоне толщин 300...320 мкм чувствительность ТК отклика повышается в ряду: вазелиновое масло, октан, бутанол-1, бензиловый спирт (с вязкостями при 20С: 27, 5.22, 3.64 и 0.77 сСт) - 3.4, 4.5, 6.3 и 8.5% от d на 1 мкм толщины слоя соответственно. Время стабилизации ТК отклика составляет от единиц до нескольких секунд. З?
Нормированные зависимости диаметра отклика от толщины слоя жидкости. He-Ne лазер типа ЛНГ-207а (л = 663, Р = 1.2 mW, расходимость пучка 1.85 mrad), путь пучка от лазера до экрана 370 cm, эбонитовая подложка диаметром 30 и толщиной 3 mm, а = 2.25, 1 - октан, 2 - бутанол-1, 3 - бензиловый спирт, 4 -вазелиновое масло[49]. Термокапиллярная поверхностная нелинейность, связанная с температурной зависимостью коэффициента поверхностного натяжения может быть использована для записи динамических голограмм. В результате проведенного анализа авторами [58] получено, что величина дифракционной эффективности таких голограмм Mt) определяется выражением следующего вида: Ф)=Т0МІ2Х получения величины дифракционной эффективности ИК голограмм г 0.1% толщина слоя жидкости должна быть не более 3 мкм, 2) максимум дифракционной эффективности достигается в резонансной полосе пространственных частот, положение которой определяется толщиной слоя жидкости и длительностью импульса записи, причем с ростом h происходит падение максимальной величины дифракционной эффективности, 3) динамика процесса формирования и релаксации ИК голограмм при кж 3 мкм определяется постоянной времени механической релаксации тт, 4) максимальное значение дифракционной эффективности достигается при длительности импульса записи tu =3ч-5г,„. Рис. 1.16. Зависимость дифракционной эффективности -yjri ИК голограмм от пространственной частоты R:tu=2(\), 0.5(2) и 0.2 мс (3)[58]
Экспериментальное исследование процесса термогидродинамической регистрации ИК-диапазона спектра голограмм проводилось на слоях полиметилсилоксановой жидкости (ПМС - 50), нанесенной на тонкую нихромовую пленку, имеющую коэффициент пропускания на длине волны гелий-неонового ОКГ порядка 15%. Регистрация ИК голограмм проводилась по схеме Лейта и Упатниекса с использованием импульсного С02 лазера, а восстановление_осуществлялось лучом гелий - неонового лазера, что позволяло получать видимое изображение голографируемых объектов.
Резонансная зависимость дифракционной эффективности от пространственной частоты регистрируемых голограмм (рис. 1.16), полученная экспериментально, подтверждает результаты теоретического анализа и свидетельствует о том, что, используя процесс термогидродинамической регистрации, возможна запись ИК голограмм с пространственной частотой - 100 мм"1. Экспериментально полученное значение постоянной времени релаксации ИК голограмм, равной 1 медля Нж = 1 мкм и R = 50 мм"1, соответствует значению тт что подтверждает верность разработанной теоретической модели процесса термогидродинамической регистрации ИК голограмм. Минимальная плотность энергии записи, при которой достигается величина дифракционной эффективности /7 = 0.1%, составляет -5-Ю-3 Дж/см2 что является достаточно высоким значением для тепловых методов записи ИК голограмм.
Исследование относительного вклада поверхностного рельефа и изменения показателя преломления в величину дифракционной эффективности ИК голограмм позволило установить, что основной вклад дает поверхностный рельеф, так как температурная модуляция показателя преломления при толщине слоя жидкости меньше 3 мкм дает на несколько порядков меньшее значение величины дифракционной эффективности.
Как экспериментально показано в [59], эффективность записи может быть значительно увеличена в двух- и трехслойных. системах вблизи температуры фазового перехода (точки смешивания компонент). Концентрация одного из компонентов в растворе А или В зависит только от температуры и давления. Поверхностное натяжение между раствором А и В имеет порядок 1 дин/см (бинарная система) или меньше (троичная смесь) и становится нулевым при критической температуре. В работе экспериментально визуализированы тепловые ИК-изображения (использовалась схема полного внутреннего отражения). Время релаксации соответствует конвективному времени, имеющему порядок уО,/г,2 //7, , что составляет 5х10"2 с для слоя жидкости толщиной А, -0.1 мм.
Динамические голограммы в микрогетерогенной среде с электрострикционной нелинейностью
Методы динамической голографии (ДГ) находят все большее применение в таких важнейших областях, как обработка оптической информации, оптическая связь, управление световыми потоками (в том числе обращение волнового фронта (ОВФ) излучения [1-6]). Одной из ключевых проблем, возникающих при решении конкретной задачи, является поиск нелинейной среды с необходимыми характеристиками. К одной из важнейших характеристик относится спектральный диапазон чувствительной среды. Широким спектральным диапазоном при относительно высокой чувствительностью характеризуются среды с тепловой нелинейностью [100-113].
Поскольку в двухкомпонентных средах тепловые нелинейности могут быть существенно выше, то исследования характеристик динамических голограмм в таких средах является актуальной задачей. Ниже рассмотрены концентрационные механизмы записи динамических голограмм в жидкофазных двухкомпонентных средах [117,125] 3.1. Термодиффузионный механизм записи динамических голограмм в бинарной смеси
При этом время релаксации нелинейного отклика TP=G"1. Выражение (3.1.22) демонстрирует в явном виде пропорциональность величины нелинейности среды времени релаксации решетки.
Проанализируем концентрационный механизм кубичной нелинейности двухфазной микрогетерогенной среды при наличии электрострикционного и термодиффузионного вкладов.
Систему балансных уравнений для концентрации частиц и теплового потока (при тех же допущениях, что и в п.3.1) запишем следующим образом:
Как видно из (3.2.5), оба механизма могут или усиливать либо ослаблять друг друга в зависимости от знаков коэффициента термодиффузии и поляризуемости дисперсных частиц. Интересно, что даже в отсутствии поглощения (а = 0) термодиффузия может существенно влиять на величину коэффициента нелинейности. Таким образом, проведенный анализ демонстрирует необходимость учета обоих вкладов при интерпретации результатов нелинейно-оптических экспериментов в двухфазных средах [21].
Чтобы получить выражение для голографической чувствительности, воспользуемся тем же приближением, что и в п.2.2.1 (D12D2i«D11D22): N1E=27mx S S{D2XDx; K-1 -ya x)X-{ (3.2.7) Отметим, что в случае непоглощающей среды голографическая чувствительность ограничена светорассеянием. 3.3. Амплитудные динамические голограммы в бинарной смеси В случае различающихся коэффициентов поглощения компонент изменение их концентрации приводит также к изменению коэффициента поглощения среды, что может быть использовано для записи амплитудных (пропускающих) динамических голограмм.
В данном разделе теоретически рассмотрен термодиффузионный механизм записи амплитудных динамических голограмм в бинарной смеси. Рассмотрим двухкомпонентную жидкофазную среду, коэффициент поглощения которой а целиком определяется одним компонентом с массовой концентрацией С (а = рс,р = (9 с)). Полагая толщину слоя среды d малой (ССЙ?«1), температуру и концентрацию частиц считаем постоянной по глубине среды. Распределение интенсивности падающего излучения в плоскости слоя, определяющее эффективность динамической голограммы, имеет вид где D,,- коэффициент теплопроводности среды, D22-коэффициент диффузии поглощающих частиц, Dn и 2, -коэффициенты, описывающие перекрестные потоки (эффект Соре (термодиффузию) и эффект Дюфура соответственно).
Для достаточно толстого слоя среды ( /»л) влиянием тепловых потоков через окна кюветы на амплитуду тепловой решетки можно пренебречь. Полагая поглощение среды малым (ad«i), температуру и концентрацию частиц можем считать одинаковой по глубине среды. Тогда, считая задачу одномерной, ищем решение уравнений (3.3.1, 2) в виде: средние концентрация частиц и температура среды. Амплитуды тепловой и концентрационной решеток предполагаем малыми - (CVCo) « 1, (Т /Т0) « 1. интенсивности опорной волны, что позволяет добиться большего быстродействия. Как и в предыдущих случаях, электрострикционный и термодиффузионный вклады могут усиливать или ослаблять друг друга в зависимости от знака кинетических коэффициентов. В отличие от ранее рассмотренных схем, величина параметров квазистационарной нелинейности (коэффициента кубичной нелинейности и эффективности записи амплитудной голограммы) не зависит от периода решетки:
Модель термодеформационного механизма
В тонкослойной двухкомпонентной среде (Рис.3.16), считая, что для малых толщин слоя среды d и окна кюветы L (d,L«A) можно пренебречь тепловым потоком вдоль слоя, имеем одномерную стационарную тепловую задачу (учитывая, что установление температуры происходит гораздо быстрее, чем установление концентрации): среды соответственно. Для толщин слоя d«L можем пренебречь изменением температуры среды по толщине кюветы и принять ее равной Г(0). Пусть коэффициент поглощения двухкомпонентнои жидкофазной среды а целиком определяется одним компонентом с массовой концентрацией С (а = /ЗС,р = \ аАг)). Кроме того, учтем электрострикционный поток слабопоглощающих частиц. Тогда система уравнений для концентрации частиц и температуры среды выглядит следующим образом:
Особенностью рассмотренного механизма нелинейности является явная зависимость времени записи голограммы г, от интенсивности опорной волны, что позволяет добиться большего быстродействия. Как и в предыдущих случаях, электрострикционный и термодиффузионный вклады могут усиливать или ослаблять друг друга в зависимости от знака кинетических коэффициентов. В отличие от ранее рассмотренных схем, величина параметров квазистационарной нелинейности (коэффициента кубичной нелинейности и эффективности записи амплитудной голограммы) не зависит от периода решетки:
Таким образом, в данной главе теоретически исследована эффективность и динамика записи амплитудных и фазовых голограмм в двухкомпонентных средах с термодиффузионным и электрострикционным вкладами.
В экспериментах использовалась полимерная пленка толщиной 80 мкм, с коэффициентом зеркального отражения вблизи нормального угла падения 6% и коэффициентом пропускания света около 0,25%. В результате самовоздействия падающего на пленку излучения гелий-неонового лазера (мощность - 60 мВт, Х=633 нм, диаметр пучка - 4 мм), (Рис.4.1.) в течение нескольких секунд на поверхности пленки возникала область с выпуклой отражающей поверхностью, радиус кривизны которой соответствует фокусному расстоянию 10-12 см.
Динамика расплывания пучка на экране показана на Рис. 4.2а. Максимальная высота рельефа, по проведенным оценкам, достигала 30 мкм, что значительно превышает величины, соответствующие рельефному механизму нелинейности, обусловленному, например, тепловым расшире 88 ниєм среды. Распределение температуры поверхности пленки регистрировалось с помощью термографа ИРТИС-200 (технические характеристики термографа приведены в главе 2). Распределение температуры поверхности в сечении показано на рис. 4.3а. График изменения температуры центральной точки от времени при воздействии импульса света длительностью около 40 секунд показаны на рис. 4.36. Видно что время установления температуры пленки составляет несколько секунд, что соответствует динамике изменения размера пятна на фотографиях (Рис. 4.2а).
Самовоздействие излучения He-Ne лазера при отражении от поверхности полимерной пленки: al-a8 - фотографии пятна на экране (временной интервал между кадрами 0,25 с; расстояние от пленки до экрана 50 см; масштаб рисунков М=1:2), б - зависимость кривизны поверхности пленки от времени. Vc
Распределение температуры вдоль поверхности пленки (а). Зависимость изменения температуры от времени в центре пучка при воздействии импульса излучения (б).
Кривизна поверхности пленки при воздействии луча лазера рассчитывалась по следующей формуле: гп 21со где: гп - радиус кривизны поверхности, оУ - радиус пучка на экране, аз - исходный радиус пучка (1.8 мм). По полученным значениям построен график зависимости кривизны поверхности пленки от времени (Рис. 4.26).
При воздействии на пленку луча лазера мощностью 80 мВт и радиусе пучка 1.8 мм в материале пленки происходят пластические деформации приводящие к неполному восстановлению поверхности после прекращения действия луча.
Для построения зависимости кривизны поверхности пленки от мощности пучка интенсивность луча лазера изменялась с помощью поляроидов в диапазоне от 0 до 27 мВт. На экране расположенном на расстоянии 57 см от образца фотографировалось изображение расширяющегося пучка. График зависимости кривизны пленки от интенсивности пучка полученный с использованием формулы (4.1) приведен на Рис. 4.4. ,y
Зависимость кривизны деформации пленки (С) от интенсивности пучка (7). 4.2. Модель термодеформационного механизма
Для анализа явления рассмотрим простейшую одномерную модель деформированной поверхности без учета напряжений, в которой тепловое расширение приводит к деформации области радиуса R с кривизной равного радиуса г. Деформацию пленки можно аппроксимировать следующим выражением: где г - радиус кривизны пленки в центре пучка, R -эффективный радиус деформирующегося участка, а - коэффициент линейного расширения материала, ю - радиус сечения пучка лазера.
Для проверки модели выразим отношение эффективного радиуса деформированного участка к радиусу сечения пучка для полученных экспериментальных данных: R/o) = l](9r2aAT)/a)2 , (4.3) для дт= 41 К, а = 7х1СГ5 К 1, со = 0,002 м, г = 0,055 м получим: R/a = \,4, что находится в разумном согласии с экспериментом, и позывает, что радиус деформированного участка должен быть несколько больше радиуса сечения пучка.
Сравнивая формулу (4.3) с графиком зависимости кривизны пленки от интенсивности пучка (Рис. 4.4) и предполагая линейную зависимость температуры пленки от интенсивности, можно заметить их неплохое соответствие на начальном участке (при интенсивности менее 10 мВт кривизна поверхности пропорциональна V7). По нашему мнению, при большей мощности возникают заметные пластические деформации в более нагретом центре, которые приводят к изменению зависимости кривизны поверхности от интенсивности и к остаточным явлениям, на которые указывалось в п. 4.1.
Предполагая, что температура пленки в эксперименте, представленном на рис 4.2 - 4.3, в начальный момент времени растет линейно, можно было бы предположить, что кривизна пленки на начальном участке графика 4.26 должна меняться пропорционально V/, однако по графику 4.4. мы видим, что этот участок должен быть расположен до кривизны С=0,5 м 1 , который на рис. 4.26 представлен всего одной точкой.
