ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Нестационарные процессы при взаимодействии света с атомными системами из "Введение в нелинейную оптику Часть2 Квантофизическое рассмотрение " Сначала кратко изложим специфические экспериментальные методы, применяемые для наблюдения нестационарных процессов в нелинейной оптике при этом мы будем опираться на сведения из В1. Измерение зависящих от времени процессов может осуществляться путем наблюдения за изменением возбуждающего импульса. Можно воспользоваться запаздывающим во времени и взаимодействующим с системой более слабым импульсом той же или измененной частоты. Такой импульс называется пробным. При помощи метода пробного импульса можно измерить когерентные и некогерентные возбуждения среды уже после окончания действия возбуждающего импульса может быть исследована кинетика последующих процессов и определены константы скорости и временные константы. [c.403] Результирующая система дифференциальных уравнений в частных производных все еще остается очень сложной для решения в общем виде. Поэтому мы исследуем эту систему при различных упрощающих предположениях, при которых отдельные нестационарные эффекты становятся очень наглядными в полученном решении. [c.409] Если число фотонов в импульсе накачки очень велико по Сравнению с числом активных атомов, которые, например, находятся в тонком слое вещества толщиной Аг, то действием среды на импульс накачки можно, вообще говоря, пренебречь, т. е. предполагается, что форма и высота импульса мало изменяются при прохождении через слой. В этом случае в системе уравнений (3.21-3) можно принимать во внимание только первые два уравнения. [c.409] Из уравнений (3.21-7) — (3.21-9) видно, что при стационарной и квазистационарной накачке функция yl i) всегда имеет тот же знак, что и yf, так как величина t) положительна. Это означает, что среда, первоначально находящаяся в состоянии теплового равновесия с О, сохраняет при накачке отрицательную инверсию при сильном поле накачки (С 1) инверсия стремится к нулю, т. е. достигается одинаковая населенность обоих уровней системы. [c.410] Во время импульса величины V/. Уд и 2 осциллируют, а после импульса оии медленно затухают от значений, достигнутых в конце импульса Y g, вследствие процессов релаксации. [c.413] Мы ВИДИМ, ЧТО интенсивность излучения пропорциональна квадрату числа частиц, в отличие от некогерентного спонтанного излучения, интенсивность которого пропорциональна первой степени числа частиц. Этот коллективный эффект излучения является оптическим аналогом свободного индукционного распада в спектроскопии ядерного резонанса и поэтому называется также оптическим свободным индукционным распадом. Само собой разумеется, что эти процессы спонтанного излучения должны быть описаны на основе квантовой теории однако квантовые расчеты приводят в основном к тем же самым результатам—например, в том, что касается зависимости интенсивности от числа частиц [9, 3.21-1]. Коллективный эффект поляризации и излучения затухает со временем релаксации т, если справедливо сделанное нами предположение о том, что можно пренебречь влиянием процесса излучения на атомные системы по сравнению с влиянием на них безызлучательных релаксационных процессов. После этого затухания некогерентные спонтанные процессы могут, вообще говоря, продолжаться, пока инверсия не достигнет своего равновесного значения у/- Когерентный и некогерентный процессы отличаются друг от друга не только временной зависимостью, но также и характеристиками выходного излучения и поведением поляризации. [c.414] Поляризационное эхо (фотонное эхо). [c.416] Таким образом, мы вновь встречаемся с оптической нутацией. Амплитуды осцилляций затухают по экспоненциальному закону с временной константой 2т. Но амплитуда поляризации затухает после отключения импульса с временной константой т [ср. уравнение (3.21-14)]. [c.419] Эти импульсы обнаруживают ряд исключительно интересных свойств. [c.422] С помощью полученных уравнений можно описать также столкновение многих 2я-импульсов и образование солитонного импульса высщего порядка. [c.425] Формирование световых импульсов при самонндуцнрован-ной прозрачности в парах рубидия для различных площадей Ор импульсов входной напряженности поля, а =6,28 8,7 10,5 17,5 или 23. [c.426] Пунктир —ВХОДНОЙ импульс, сплошные кривые —выходной импульс. а—результаты измерений б—результаты сравнительных расчетов. [c.426] Уравнение (3.21-47) отличается от соответствующей формулы для двухуровневой системы в уравнении (3.21-43) только множителем перед интегралом по/о(т) ). Насыщение двухуровневой системы при меньших интенсивностях может быть легко понято на основании того факта, что в двухуровневой системе полное насыщение, т. е. исчезновение всякого дальнейшего поглощения, достигается при одинаковых населенностях верхнего и нижнего уровней, тогда как в трехуровневой системе при тех же условиях основной уровень должен быть полностью опустошен. [c.431] При анализе резонансных взаимодействий, возбуждающих атомную систему, мы ограничимся описанием двухфотонных процессов. Среди резонансных двухфотонных взаимодействий следует различать двухфотонное поглощение и двухфотонное излучение, при которых атомная система поглощает или излучает сумму двух фотонов, и процессы, подобные комбинационному рассеянию, при которых атомная система поглощает или излучает разность энергий фотонов. В дополнение к изложенному в разд. 3.21 мы рассмотрим в п. 3.221 некоторые аспекты нестационарного двухфотонного поглощения. В п. 3.222 представлены нестационарные процессы рассеяния на примере вынужденного комбинационного рассеяния, причем также будет показано, как с помощью этих процессов можно измерять продольные и поперечные времена релаксации. [c.432] Нестационарные процессы двухфотонного поглощения происходят между начальным состоянием О и конечным состоянием 1 атомной системы, разность энергий которых равна ЙЙ. Их можно описать при помощи уравнений из разд. 2.36 для математических ожиданий инверсии и поляризации некоторой эффективной двухуровневой системы, если промежуточные виртуальные уровни достаточно удалены от однофотонных резонансов (см. также разд. 3.13). [c.432] В квазистационарном режиме (длительность импульса Ть много больше поперечного времени релаксации т), который мы сначала рассмотрим, при облучении среды импульсом со средней частотой со справедливы следующие уравнения баланса для плотности потока фотонов / и инверсии уг. [c.432] Напряженность поля или интенсивность входят теперь в решение в более высокой степени. [c.433] Мы рассмотрим эти уравнения только в одном простом случае. Представим себе, что исследуемый образец является тонким слоем вещества и что, как и в п. 3.211, можно пренебречь ослаблением лазерной волны вследствие поглощения, т. е. обратным действием на лазерный импульс. При этих предположениях напряженность поля выступает в материальных уравнениях как заданный и зависящий от времени параметр. Это, однако, означает, что мы можем воспользоваться всеми результатами п. 3.211, полученными для однофотонных процессов при этом необходимо только подставить соответствующие параметры, тогда как в остальном уравнения имеют ту же самую структуру. [c.435] Мы рещим эту систему связанных дифференциальных уравнений для атомных систем и полей при различных условиях, в частности квазистационарных и предельно нестационарных (ср. [3.2-2, 3.22-4]). [c.437] Вернуться к основной статье