Однофотонный процесс

Cтраница 2

Пусть ш, WM, w - отнесенные к единице времени вероятности какого-либо однофотонного процесса для дипольных, магнитно-дипольных и квадрупольных переходов соответственно. Оценим отношения этих вероятностей. [16]

Прежде чем обратиться к многофотонным процессам, представляется целесообразным с методической точки зрения сначала изучить явление на однофотонных процессах. В среде с потерями изменение когерентного состояния падающего света может произойти уже при однофотонных процессах, тогда как в непоглощающих веществах распределение фотонов по состояниям с фиксированным числом частиц остается неизменным; сказанное справедливо, если в среде можно пренебречь многофотонными процессами, в особенности некогерентным рассеянием. [17]

I, мы изменим только в том, что примем во внимание влияние ( по отношению к однофотонным процессам) нерезонансного молекулярного окружения, характеризуемого компонентой поляризации PJW. Само собой разумеется, что подразделение линейной поляризации на резонансную и нерезонансную компоненты должно соответственно относиться к определенной области частот внешних полей. Если внешнее поле имеет частоту со, то, согласно уравнению ( 2.33 - 7), в восприимчивости Ы ( 1) ( о) можно выделить резонансную часть, к которой принадлежат члены с саар - а 1 / тар, и нерезон & нсную часть. [18]

Схемы трех-фотонного поглощения фотонов с одинаковой ( а и разной ( б энергией. [19]

Очевидно, что с увеличением числа фотонов, одновременно участвующих в одном акте поглощения, вероятность соответствующего процесса уменьшается. Поэтому для наблюдения многофотонных процессов необходимы большие плотности излучения, значительно превышающие те, которые используются для наблюдения однофотонных процессов. [20]

Покажем теперь, что полученные на полуклассической основе соотношения для a, f, AN позволяют также вывести уравнения баланса для лазера. Они получаются в том же виде, в каком обычно вытекают из последовательных квантовых формул для скоростей изменения вероятностей переходов при однофотонных процессах. [21]

Эта система уравнений позволяет описать временные процессы при взаимодействии эффективной двухуровневой системы с электромагнитным излучением, когда это взаимодействие обусловлено двухфотонными процессами. При одновременном анализе уравнений движения для электромагнитного поля и для атомных систем следует принимать во внимание изложенный выше соображения, относящиеся к однофотонным процессам. [22]

Спектр высокого разрешения, полученный с помощью полупроводникового лазера при просвечивании Q-ветви UF6, охлажденного при истечении. [23]

Фотодиссоциация молекул является простейшим химическим процессом, который индуцируется светом. Однофотонное возбуждение электронного состояния, лежащего выше порога диссоциации, создает предпосылки для осуществления изотопно-селективных реакций. Квантовая эффективность такого однофотонного процесса предиссоциации может быть значительно выше, чем для процессов, идущих через поглощение двух или более фотонов. [24]

Полученные при этом результаты можно будет как по методике, так и со многих других точек зрения перенести на многофотонные процессы, что облегчит их изучение, в том числе количественное. Затем мы обсудим уже такие однофотонные процессы, при которых под влиянием излучения существенным образом изменяются свойства вещества ( например, происходит инверсия населенностей в атомных системах), вследствие чего возникает нелинейная зависимость поляризации от напряженности поля. Это имеет место, например, для процессов в лазерах ( разд. [25]

Так как нарастание интенсивности стоксовой волны пропорционально самой интенсивности, то эффект является индуцированным, или вынужденным. Различие между вынужденными и спонтанными эффектами в рамановских процессах аналогично различию, имеющему место в однофотонных процессах излучения, рассмотренных в гл. [26]

Если в оптическом переходе участвует один фотон, то такой переход ( такой процесс взаимодействия излучения с веществом) называют однофотонным. Однофотонный переход сопровождается либо рождением ( испусканием), либо уничтожением ( поглощением) фотона, причем испускание фотона может быть либо спонтанным, либо вынужденным. Они определяют свойства теплового излучения и оптические спектры вещества, лежат в основе как фотоэлектрических, так и люминесцентных явлений. С однофотонными процессами связано и нелинейно-оптическое явление просветления среды. [27]

Если типичные значения полных сечений 0 ( 2) двухфотонной ионизации при больших удалениях от промежуточных резонансов по порядку величины равны 10 - 50 м4 - с, то в области промежуточных резонансов они возрастают на несколько порядков ( фиг. При эффективных сечениях более высокого порядка сильно возрастают возможности появления промежуточных резонансов. Обращает на себя внимание влияние промежуточных резонансов. Они возникают в тех местах, в которых при однофотонном процессе достигаются дискретные уровни энергии атома водорода. В данном случае наблюдается несколько промежуточных резонансов, соответствующих поглощению одиннадцати фотонов; имеется также один промежуточный резонанс, соответствующий поглощению десяти фотонов. [28]

Генерацию носителей при многофотонном поглощении света в принципе также можно объяснить, оставаясь на той точке зрения, что в антрацене и подобных ему полиаценах ей предшествует автоионизация промежуточного возбужденного молекулярного состояния. Образование экситонов в объеме органических кристалов при многофотонном поглощении мы уже рассматривали в разд. Объемную многофотонную генерацию носителей впервые наблюдал Строум [94], использовавший комбинации импульсов света длительностью 40 не с энергией 2 07 эВ ( 597 нм), 2 16 эВ ( 571 нм) и 2 35 эВ ( 525 нм) для образования в кристаллах антрацена состояний с энергией, равной энергии двух квантов. Свет с такой энергией квантов имел низкий коэффициент поглощения, поэтому равномерно поглощался в объеме кристалла, и не мог порождать синглетные экситоны с энергией 3 15 эВ в однофотонном процессе. [29]

Для усиления сигнала необходим резервуар энергии, которую можно передать сигналу. Однако резервуар, находящийся при высокой температуре, просто давал бы сигналу тепловой шум. Поэтому, модель усилителя включает взаимодействие бозонной моды с резервуаром инвертированных гармонических осцилляторов. Такой резервуар не имеет основного состояния, зато состояния инвертированных гармонических осцилляторов имеют верхнюю границу. Этот усилитель все еще добавляет тепловой шум в систему, поскольку состояние резервуара напоминает каноническое распределение с отрицательной температурой. Практическая реализация этой модели состоит из множества инвертированных двухуровневых атомов. В этом случае линейность работы означает, что происходят лишь однофотонные процессы. Ситуация соответствует беззеркальному лазеру, возмущенному слабым внешним полем. В следующем разделе будут рассмотрены свойства такой системы и явно показано, что она добавляет к сигналу фазово-нечувствительный шум. [30]

Страницы: 1 2