ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Захват излучения из "Принципы лазеров " Если доля атомов, которые первоначально находились на верхнем уровне, очень мала и если среда является оптически плотной, то значительную роль может играть так называемый захват излучения. Фотон, который спонтанно испускается атомом, вместо того, чтобы покинуть среду, может быть поглощен другим атомом, который в свою очередь перейдет в возбужденное состояние. Поэтому такой процесс приводит к уменьшению эффективной вероятности спонтанного излучения. Подробное обсуждение данного вопроса можно найти в работе [7], а здесь мы хотели бы лишь отметить, что обусловленное захватом излучения увеличение времени жизни зависит от концентрации атомов, от сечения участвуюш,его в излучении перехода и от геометрической конфигурации среды. [c.81] В заключение этого раздела укажем на то, что описанные явления сверхизлучения н суперлюминесценции редко наблюдаются на практике, поскольку соответствующих пороговых условий достичь трудно. [c.83] До сих пор мы рассматривали лишь простейший случай, когда оба уровня 1 и 2 являются невырожденными. Разберем теперь кратко часто встречающуюся на практике ситуацию, когда уровни вырождены. Такой случай схематически изображен на рис. 2.22, причем предполагается, что уровень 1 имеет кратность вырождения gi, а уровень 2 — кратность вырождения g2. Обозначим через Ni полную населенность всех подуровней вырожденного нижнего уровня, а через N2 — то же, но относящееся к верхнему уровню. Будем использовать Л г/ и N i для обозначения населенности любого конкретного подуровня, относящегося соответственно к верхнему и нижнему уровню. [c.85] Теперь становится понятным, почему сечения сгл и сги определяются выражениями соответственно (2.163а) и (2.1636). Когда N N2 (что обычно имеет место при измерениях поглощения на оптических переходах), выражение (2.165) принимает простой вид а = а Ыи И наоборот, когда N2 N (как в случае четырехуровневого лазера), простой вид принимает выражение (2.166), а именно g = а2 2. [c.87] Хотя этот вывод обычно справедлив для двухатомных молекул, он, вообще говоря, неприменим к многоатомным молекулам. В последнем случае (например, молекула SFe) расстояние между колебательными уровнями часто значительно меньше, чем 1000 см (вплоть до 100 см ), и многие колебательные уровни основного электронного состояния могут быть достаточно хорошо заселены при комнатной температуре. [c.95] Множитель (2/+1) перед экспонентой возникает вследствие вырождения уровня, поскольку вращательный уровень с квантовым числом / имеет (2/+ 1)-кратное вырождение. Рассматривая в качестве примера В = 0,5 см- и полагая кТ — 209 см (комнатная температура), можно показать, что распределение населенности между различными вращательными подуровнями данного колебательного уровня (скажем, основного состояния) соответствует рис. 2.27. Заметим, что благодаря наличию в выражении (2.177) множителя (2/+1) более всего заселен не основной уровень (7 = 0), а тот, вращательное квантовое число / которого, как нетрудно показать из выражения (2.177), удовлетворяет условию 2/ + 1 = 2kTIB) / . [c.96] Основной вывод, который можно сделать из этого раздела, состоит в том, что для простых молекул при комнатной температуре энергия распределена между многими вращательными подуровнями основного колебательного уровня. [c.96] В соответствии с вышеизложенным переходы между энергетическими уровнями можно разделить на три типа 1) Переходы между двумя вращательно-колебательными уровнями различных электронных состояний, которые называются виб-ронными переходами от сокращения английских слов vibrational (колебательный) и ele troni (электронный). В целом все они попадают в ближний УФ диапазон спектра. 2) Переходы между двумя вращательно-колебательными уровнями одного и того же электронного состояния (вращательно-колебательные переходы)—в большинстве своем они попадают в ближний и средний ИК диапазоны спектра. 3) Переходы между двумя вращательными уровнями одного колебательного состояния [например, состояния с квантовым колебательным числом у = О, основного электронного состояния (чисто вращательные переходы)], которые приходятся на дальнюю ИК-область спектра. В дальнейшем мы рассмотрим колебательные и вращательно-колебательные переходы, поскольку в наиболее широко применяемых молекулярных газовых лазерах генерация осуществляется именно на этих двух типах переходов. Существуют также лазеры, работающие на чисто вращательных переходах и при этом генерирующие в дальнем ИК диапазоне спектра, но область их использования относительно ограничена (спектроскопическими приложениями). [c.96] Действительно, эта быстрая релаксация приводит к термализации молекулы в верхнем электронном состоянии. Следовательно, вероятность заселенности данного колебательного уровня этого состояния определяется выражением (2.176). Поэтому в простых молекулах заселяется преимущественно низший колебательный уровень. [c.97] В случае перехода между двумя колебательными уровнями одного и того же электронного состояния (например, основного) квантовомеханические правила отбора требуют, чтобы До = 1, где Ли — изменение колебательного квантового числа. Таким образом, если исходным состоянием является основное с v = О, то переход может произойти только в состояние с v = I. В случае же когда исходным является уровень v = 1, переход может произойти на уровень v = 2 (поглощение) или v = 0 (вынужденное излучение) (см. рис. 2.24). Заметим, что правило Аи = 1 не является абсолютно строгим для молекулы и могут также быть переходы с Ар = 2, 3,. . хотя и со значительно меньшей вероятностью обертонные переходы). [c.98] Третий сомножитель в правой части этого выражения снова приводит к правилу отбора Л/ = 1. Если первый сомножитель в (2.187) равен нулю благодаря свойствам симметрии электронных волновых функций, то такой вибронный переход называется электродипольно запреш,енным. Для разрешенного перехода величина [ j , а следовательно, и вероятность перехода W в данное колебательное состояние оказываются пропорциональными второму сомножителю в выражении (2.187), известному как множитель Франка — Кондона. Заметим, что в рассматриваемом случае этот множитель отличен от нуля, поскольку Ызи и 10 принадлежат различным электронным состояниям. Таким образом, вероятность перехода W определяется степенью перекрытия волновых функций ядер. Рассмотрим случай, представленный на рис. 2.29, где колебательные уровни основного и возбужденного электронных состояний обозначены соответственно символами v и v, и предположим, что молекула первоначально находится на основном колебательном уровне v = 0. При этом видно, что наибольшей является вероятность перехода в возбужденное состояние с v = 4, для которого мы имеем максимальное перекрытие между волновыми функциями ядер к и о. Таким образом, принцип Франка — Кондона, который мы ввели выше для качественного рассмотрения, представлен теперь в более точной и количественной форме. [c.102] Для дипольно-разрешенных вибронных переходов вероятность перехода в данное вращательно-колебательное состояние определяется величиной множителя Франка — Кондона для изменения колебательного состояния и правилом отбора А/ = 1 (или также А/ = 0) для изменения вращательного состояния. [c.103] Два упомянутых выше процесса накачки (оптической и электрической) не исчерпывают всех возможных методов накачки лазеров. Например, необходимая инверсия может быть создана также с помощью соответствующей химической реакции химическая накачка). Необходимо упомянуть здесь два достойных внимания вида химической накачки 1) ассоциативная реакция, А + В- АВ, ведущая к образованию молекулы АВ в возбужденном колебательном состоянии, и 2) диссоциативная реакция, АВ +/ivА-(-В, ведущая к образованию частицы В (атома или молекулы) в возбужденном состоянии. [c.109] Другим способом накачки газовой молекулы, который может быть достаточно эффективным, является сверхзвуковое расширение газовой смеси, содержащей данную молекулу газодинамическая накачка). Поскольку эта схема накачки требует довольно долгого и подробного обсуждения, мы отложим ее рассмотрение до гл. 6. [c.109] Чтобы закончить эти вводные замечания, следует упомянуть о специальном виде оптической накачки, когда лазерный луч используется для накачки другого лазера лазерная накачка). Свойства направленности лазерного пучка делают его очень удобным для накачки другого лазера, причем здесь не требуется специальных осветителей, как в случае (некогерентной) оптической накачки. Такая накачка является довольно простой, и в дальнейшем мы ее не будем рассматривать. Хотелось бы лишь здесь отметить, что благодаря монохроматичности излучения лазера накачки ее применение не ограничивается лишь твердотельными и жидкостными лазерами (как в случае некогерентной оптической накачки), но ее можно также использовать для накачки газовых лазеров. В данном случае линия, излучаемая накачивающим лазером, должна, разумеется, совпадать с линией поглощения накачиваемого лазера. Это применяется, например, для накачки большинства газовых лазеров дальнего ИК-Диапазона (скажем, таких лазеров, в которых используются метиловый спирт СНзОН в виде паров) с помощью излучения соответствующей длины волны СОглазера. [c.109] Выше мы уже отмечали, что в данной главе мы рассмотрим лишь оптическую и электрическую накачки. В каждом конкретном случае обсудим физические механизмы, лежащие в основе изучаемого процесса, а также опишем в общих чертах схему расчета скорости накачки Wp, определяемой выражением (1.10). [c.109] Прежде чем закончить рассмотрение эллиптической полости, необходимо сделать два замечания. Первое состоит в том, что при записи формулы (3.5) мы косвенным образом предположили, что лампа излучает одинаково в любом направлении а. Второе замечание связано с тем, что мы пренебрегли учетом того обстоятельства, что коэффициент отражения осветителя меньше единицы. Однако для серебряного покрытия (или золотого, как в случае непрерывного Nd YAG-лазера) обусловленное этим уменьшение КПД является незначительным. [c.121] Вернуться к основной статье