Вынужденное излучение сеченне

Так как процесс вынужденного излучения можно рассматривать, как результат взаимодействия возбужденной частицы с резонансным квантом, то его удобно описывать сечением. Вероятность вынужденного излучения под воздействием монохроматического излучения с ча.сто-той Vo и плотностью Q0 выражается через сечение этого процесса 021 (vo) с помощью соотношения [c.24]

В этом разделе мы изучим некоторые особенности процессов поглощения и вынужденного излучения, происходящих в двухуровневой атомной системе под действием монохроматической электромагнитной волны, В частности, в нашу задачу будут входить 1) вычисление вероятностей поглощения W12 а вынужденного излучения W2, когда W 2 п W2 определяются выражениями (1.5) и (1.3) соответственно 2) введение и расчет сечений поглощения и излучения [см. формулы (1.4) и (1.6)] 3) определение двух новых параметров — коэффициента поглощения и коэффициента усиления, которые во многих случаях могут быть непосредственно измерены с помощью простых экспериментов. [c.34]

Теперь подведем итоги нашего рассмотрения в данном разделе. Мы ввели следующие три характеризующие переход параметра W, а и а. Они представляют три различных способа описания явления поглощения и вынужденного излучения. Относительные достоинства каждого из этих параметров состоят в следующем 1) вероятность перехода W имеет простой физический смысл [см. выражения (1.3) и (1.5)], и ее можно непосредственно получить из квантовомеханического вычисления 2) сечение перехода сг зависит исключительно от свойств данной среды 3) коэффициент поглощения а — это параметр, который во многих случаях можно непосредственно измерить в эксперименте. [c.56]

При этом можно определить сечение вынужденного излучения 021 и сечение поглощения ст, 2 следующим образом [ср. с (2.82)] [c.87]

Из приведенного выше рассмотрения вполне разумно ожидать, что лазеры, в которых используются красители, могут генерировать на длинах волн в области спектра флуоресценции. Действительно, быстрая безызлучательная релаксация внутри возбужденного синглетного состояния 5i приводит к очень эффективному заселению верхнего лазерного уровня, а быстрая релаксация внутри основного состояния — к эффективному обеднению нижнего лазерного уровня. Следует также заметить, что в области длин волн флуоресценции раствор красителя достаточно прозрачен (т. е. соответствующее сеченне поглощения а невелико см., например, рнс. 6.29). Фактически же первый лазер на красителях был запущен поздно (в 1966 г.) [24, 25] относительно времени, с которого началось общее развитие лазерных устройств. Рассмотрим некоторые причины этого. Во-первых, это очень короткое время жизни т состояния 5i, поскольку мощность накачки обратно пропорциональна т. Хотя такой недостаток частично компенсируется большой величиной сечения перехода, произведение ах [напомним, что пороговая мощность накачки пропорциональна (ат) см. (5.35)] все же остается примерно на три порядка величины меньше, чем для твердотельных лазеров, таких, как Nd YAG. Вторая трудность обусловлена синглет-триплетной конверсией. Действительно, если тг ksT то молекулы будут накапливаться в триплетном состоянии, что приведет к поглощению за счет перехода 7 i->-7 2 (который является оптически разрешенным). К сожалению, это поглощение происходит, как правило, на длине волны флуоресценции (см., например, опять-таки рис. 6.29), что приводит к серьезному препятствию для возникновения генерации. Можно показать, что именно поэтому непрерывную генерацию можно получить лишь в случае, когда тг меньше некоторого значения, определяемого свойствами активной среды из красителя. Чтобы получить этот результат, заметим прежде всего, что кривую пропускания флуоресценции красителя (рис. 6.29) можно описать с помощью сечения вынужденного излучения Ое. Таким образом, если N2 — полная населенность состояния 5ь то соответствующее усиление (без насыщения) на определенной длине волны, при которой рассматривается Ое, равно ехр(Ы2<Уе1), где / — длина активной среды. Предположим теперь, что Ыт населенность триплетного состояния Гь Тогда генерация будет происходить при условии, что усиление за счет вынужденного излучения больше потерь, обусловленных триплет-триплетным поглощением, т. е. , [c.392]

Чтобы вычислить сечение вынужденного излучения, необходимо провести подробный анализ взаимодействия распространяющейся в продольном направлении электромагнитной волны с электроном в знакопеременном магнитном поле. Мы не будем рассматривать здесь этот анализ, но укажем лишь на то, что в [c.431]

Величины 4а ( ь) и 012 (соь) называются коэффициентом поглощения и поперечным сечением атомной системы. [В случае часто вводят в рассмотрение коэффициенты усиления g y( o)=— а(со).] Эти соотношения получены в предположении, что вклады отдельных молекул аддитивны. В плотных газах, жидкостях и твердых телах справедливость этого предположения следует проверять в каждом отдельном случае. Ясно что при N >N2 (это неравенство всегда выполняется, например, в случае теплового равновесия) процессы поглощения преобладают, вследствие чего проходящее излучение ослабляется. Напротив, при N2>N происходит усиление вынужденного излучения. Зная вероятности переходов в единицу времени, можно также рассчитать изменения населенностей уровней системы, вызванные элементарными процессами излучения. Вследствие процессов поглощения число возбужденных систем [c.21]

Основой механизма пассивной синхронизации мод, как и активной синхронизации, является временная модуляция потерь в резонаторе. Однако в отличие от активной при пассивной синхронизации система сама определяет моменты времени, соответствующие минимуму потерь. Процесс образования импульсов в лазерах на красителях может быть объяснен следующим образом после того как излучение накачки обеспечило превышение над порогом генерации лазера, в резонаторе начинается процесс установления вынужденного излучения, затравкой которого является спонтанный шум. В рассматриваемом здесь многомодовом режиме излучение состоит из множества статистически перекрывающихся во времени флуктуационных пиков. Вследствие большого сечения рабочего перехода лазерного [c.187]

При активной модуляции добротности начальное превышение порогового уровня определяется длительностью первого этапа развития гигантского импульса (см. 19). Длительность этого этапа, в отличие от случая пассивной модуляции добротности, задается моментом выключения потерь. Если при перестройке длины волны сохраняется величина накачки и момент выключения потерь, т. е. длительность первого этапа, то запасенная в среде энергия остается неизменной. Поэтому при активной модуляции добротности, если уровень накачки остается неизменным, то перестройка длины волны генерации сопровождается падением энергии и мощности гигантского импульса, так как величина запасенной в активной среде энергии остается неизменной, а превышение усилением порогового уровня падает в силу падения сечения вынужденного излучения на крыле полосы люминесценции. Уменьшение же превышения коэффициентом усиления порогового уровня ведет к падению энергии гигантского импульса (см. [c.204]

Значения сечений вынужденного излучения для основного перехода /ц/2 ионов Кс1 + изменяются, согласно данным [c.28]

Другая часть расчета численно моделирует процесс переноса энергии излучения в систе.ме накачки лазера. Для активной среды — неодимового стекла — задаются спектры поглощения и люминесценции на длинах волн 1,06, 1,35 и 0,9 мкм и значения сечений вынужденного излучения на переходах — /ц/2-/в/2 ионов Nd= ". Излучение в расчете представляется в виде одинаковых порций лучистой энергии в заданном направлении, условно называе.мых лучами. На поверхности плазменного столба лампы случайным образом выбирается точка, из которой испускается такой луч. Частота этого луча выбирается случайно с вероятностью, пропорциональной гх, а его направление разыгрывается с вероятностью, пропорциональной Ьх. Луч движется в системе накачки по законам геометрической оптики внутри однородной среды он распространяется прямолинейно, а на границах раздела двух сред с вероятностью, пропорциональной коэффициентам отражения и пре- [c.72]

Величину о называют еще и сечением вынужденного излучения. [c.18]

Равновесной тепловой населенностью всех уровней, кроме самого нижнего Ng, можно пренебречь Рассчитайте основные характеристики лазера на алюмо-иттриевом гранате с неодимом (N(1 У АС лазер) в режиме непрерьшной генерации мощность генерации при Г1 1,2, пороговую разность населенностей КПД. Длина волны изучения такого лазера = 1,06 мкм, = 0,55 мс, сечение поглощения (вынужденного излучения) в центре рабочего перехода о - 9 10" см ,л = 1,5, время жизни фотона в резонаторе 10 не. Му 5 10 см . [c.23]

Д.1.2. Расчет сечения поглощения (усиления) в классической модели Лоренца. Понятие вынужденного излучения строго вводится в квантовой теории излучения. Однако основные характеристики перехода, определяющие скорость и сечение вьшужденного излучения, могут быть легко рас- [c.294]

Сечение вынужденного излучения отличается от (48,3) лишь множителем Л ке—числом фотонов в квантовом состоянии с волновым вектором к и направлением поляризации е вдоль Е (см. IV, 44). Поэтому полная энергия вынужденного излучения равна [c.241]

Если ввести сечение вынужденного излучения на частоте центра линии [c.178]

Сечение вынужденного излучения 139, [c.547]

Во введении уже отмечалось, что вторым после термооптических искажений фактором влияния вариаций температуры на характеристики лазерного излучения является температурная зависимость спектроскопических параметров активных сред. Дрейф температуры приводит к изменению взаимодействия ионов активатора с решеткой, что влечет за собой деформацию контуров линий поглощения и люминесценции, сдвиг по частоте максимумов этих линий, изменение значений времен жизни на уровнях, их населенностей и поперечных сечений вынужденных переходов. [c.102]

К числу основных процессов, ответственных за пичковый характер гене- рации твердотельных лазеров, необходимо отнести возникновение так называемого релаксационноколебательного режима генерации электромагнитных волн в резонаторе. Возможность возникновения такого 4 ежима генерации связана с наличием инерционности в процессах создания и снятия инверсной заселенности. Стационарный процесс генерации не устанавливается в лазере мгновенно по достижению порогового коэффициента усиления. Для включения процессов вынужденного излучения в резонаторе нужно раскачать определенную амплитуду электромагнитной волны. Этот процесс может начаться лишь при условии КоЖп и в силу конечности величин сечений вынужденных переходов не может произойти мгновенно. [c.172]

В предыдущих разделах были даны основные понятия процессов спонтанного и вынужденного излучений, а также поглощения. На языке фотонов эти процессы можно описать следующим образом (рис. 1.1) 1) в процессе спонтанного излучения атом, испуская фотон, переходит с уровня 2 на уровень 1 2) в процессе вынужденного излучения падающий фотон вызывает переход 2->-1, в результате чего мы получаем два фотона (падающий плюс испущенный) 3) в процессе поглощения падающий фотон поглощается, вызывая переход 1 2. Следует отметить, что а, 2 = 021, как показал Эйнщтейн еще в начале XX в. Это означает, что вероятности вынужденного излучения и поглощения равны друг другу. Поэтому в дальнейщем мы будем писать (Ti 2 = (Т21 = ст, понимая под а сечение данного перехода Число атомов в единице объема, находящихся на данном энергетическом уровне, будем называть населенностью этого уровня. [c.13]

Заметим, что в соответствии с (2.169а) и (2.1696) эффективное сечение вынужденного излучения сгг i и эффективное сечение поглощения ai 2 можно определить следующим образом [c.88]

Из представленного выше рассмотрения ясно, что генерация в С02-лазере может осуществляться на переходе либо (00° 1) (10 0) (Я =10,6 мкм), либо (00 Ч) (02 >0) (Я = 9,6 мкм). Поскольку сечение первого перехода больше, а верхний уровень один и тот же, генерация, как правило, происходит на переходе 00°1 10°0. Для получения генерации на линии 9,6 мкм в резонатор для подавления генерации на линии с наибольшим усилением помещается соответствующее частотно-селективное устройство (часто применяется система, изображенная на рис. 5.4,6). До сих пор в нашем обсуждении мы пренебрегали тем фактом, что как верхний, так и нижний лазерный уровни на самом деле состоят из многих близко расположенных вращательных уровней. Соответственно и лазерный переход может состоять из нескольких равноотстоящих колебательно-вращательных переходов, принадлежащих Р- или / -ветвям (см. рис. 2.28), причем Р-ветвь дает наибольшее лазерное усиление. Для полноты картины следует также учесть тот факт, что благодаря больцманов-скому распределению населенности между вращательными уровнями наибольшую населенность имеет вращательный уровень /" = 21 верхнего 00°1 состояния (рис. 6.16)На самом деле генерация фактически будет происходить на колебательно-вращательном переходе с наибольшим усилением, т. е. начинающемся с самого населенного уровня. Это происходит потому, что скорость термализации вращательных уровней в С02-лазере [ 10 с- -(мм рт. ст.)- ] больше, чем скорость уменьшения населенности (за счет спонтанного и вынужденного излучения) того вращательного уровня, с которого происходит лазерная генерация. Поэтому в генерации лазера на вращательном переходе с максимальным усилением будет принимать участие полная населенность всех вращательных уровней. Следовательно, подытоживая наше обсуждение, можно сказать, что генерация в СО2-лазере при нормальных условиях возникает на линии Р (22) [т. е. (/ = 21) (/" = 22)] перехода (00 1) (10 0). Другиели-нии того же самого перехода, а также линии, принадлежащие [c.365]

Это выражение показывает, что для описания вынужденного излучения фотонов в данной моде можно определить эффективное сечение Оэфф = a d/d ). Так как d< d, мы имеем Оэфф а. Критическую скорость накачки находим из выражения (6.42а) [c.423]

Рис. 6.55. Спектр спонтанного излучения (а) и сечения вынужденного излучения (б) в лазере на свободных электронах как функция нормированной величины x=2nNw(y — — Vo)/Vo.

Согласно выражению (2.170а), эффективное сечение вынужденного излучения равно 021 = Z2JO = 3,5-10- eм где Z21 = ехр(—Д // 7 )/[1+ + ехр(—ДЕ/АГ)] = 0,4 — функция распределения для подуровня Ri- [c.543]

Выше численные примеры приводились только для лазера на стекле с неодимом и рубинового лазера. Лазер на АИГ Нс1 мы сознательно не рассматривали. Как это следует из табл. 7.1, сечение для вынужденного излучения в лазере на АИГ примерно в 20 раз больше, чем в обоих рассмотренных типах лазеров. В результате этого инверсия населенностей снимается значительно быстрее и предположение, сделанное при получении уравнения (7.46) (й< апор), больше не выполняется, что не позволяет использовать примененный выше приближенный метод расчета. Поэтому мы ограничимся лишь качественным анализом влияния на синхронизацию мод большого значения эффективного сечения. Обусловленное им более быстрое снятие инверсии повышает вероятность срыва режима формирования импульсов, в результате чего требуемые для синхронизации мод скорости накачки также растут. С другой стороны, однако, более быстрое снятие инверсии населенностей благоприятным образом сказывается на снижении вероятности установления режима двойных импульсов, которая поэтому при не слишком больших скоростях накачки оказывается суш,ественно меньшей. Обеспечение малой вероятности установления режима двойных импульсов, как следует из предыдуш,его рассмотрения, в большей степени сужает диапазон допустимых изменений параметров установки, чем обеспечение малой вероятности срыва режима установления импульсов. Поэтому большее значение сечения излучения повышает при оптимальных условиях стабильность режима генерации коротких импульсов, что подтверждается экспериментом. [c.253]

Пучок света с минимально возможной при данном диаметре а угловой расходимостью Д0 Я,/а формируется в результате интерференции вторичных волн от всего поперечного сечения. Такая интерференция возможна только тогда, когда световые колебания когерентны по всему поперечному сечению пучка. Высокая пространственная когерентность лазерного пучка обусловлена самой природой процесса испускания света (вынужденное излучение). Когда направленный пучок ( плоская волна) формируется от обычного источника света, помещенного в фокус собирающей линзы или вогнутого зеркала, для достижения дифракционного предела расходимости необходимо, чтобы освещение всей поверхности линзы или зеркала было когерентным. Как было показано в 5.5, размер области когерентности от протяженного источника равен dfvK/Q, где Q = D/L — угловой размер источника. В данном случае расстояние L от источника равно фокусному расстоянию F и d=KF/D. Из требования d>a получаем прежнее ограничение на размер источника D< %F/а. Для увеличения допустимого размера источника можно увеличивать F, но при этом уменьшается та часть светового потока источника, которая попадает в формируемый пучок. [c.288]

Моногалиды инертных газов принадлежат к широкому классу молекул, широко известных как эксимеры (или, точнее сказать, эксиплексы, поскольку молекулы являются гетсроядер-ными). Эти молекулы имеют нестабильное основное состояние, которое диссоциирует за время 10 с, в то время как возбужденные состояния, которые образуются за счет столкновений, являются сильно связанными метастабильными состояниями (например, Кг+Р ) с радиационным временем жизни 10 —10 с. Вследствие этого эксимеры идеально подходят для создания лазеров, КПД которых может превышать 1 %. Эксимер в возбужденном состоянии может излучать в широкой полосе, в результате чего сечение вынужденного излучения (1—50) -10 м оказывается несколько меньше сечений для аналогичных атомных или молекулярных переходов (10 — 10 2 см ) со сравнимыми значениями сил осцилляторов в УФ-области спектра. Вследствие этого коэффициент усиления в эк-симерах довольно мал, и требуется интенсивная накачка за короткое время жизни возбужденного состояния. Два основных механизма создания эксимера КгР наряду с диаграммой уровней энергии лазера на фториде криптона приведены на рис. 5.29. [c.213]

Процесс теплопередачи в скважинах осуществляется, как правило, теплопроводностью, свободной и вынужденной конвекцией и излучением. Точное описание нестационарного процесса теплопередачи в многослойной цилиндрической стенке многоколонной скважины и решение системы уравнений, описывающей этот процесс, представляют большие трудности. Имеющиеся решения получены при упрощающих исходных предпосылках и конструкций скважин. В связи с этим представляет интерес получение такой системы расчетных уравнений, которая давала бы необходимую точность, в большей мере соответствовала бы физике процесса и реальным конструкциям скважин. Эту задачу можно упростить и решить путем замены реальной многоколонной скважины эквивалентной цилиндрической полостью, расположенной в неограниченном массиве, сложенном из однородного материала. В этом случае распределение температуры в радиальной плоскости массива описывается уравнением (16.1). Температура внутренней поверхности стенки участка эквивалентной скважины (г = го) принимается постоянной (0 = 0п = idem). Температура массива на каком-то удалении от оси скважины в невозмущенной части постоянная и равна 0о- В этих условиях температуру массива в радиальном сечении в зоне прогрева можно определить [20] по уравнению [c.269]

На фиг. 7.3 показано влияние длины трубы и степени черноты стенки на распределение температуры поверхности для случая h = 0,8, S = 0,01, 0gi = 0i = 1,5, и 0 2 = 02- На этой фигуре представлено также распределение температуры стенки в случае одной только вынужденной конвекции (т. е. при отсутствии излучения с поверхности трубы). Когда роль конвекции становится существенной, кривые распределения температуры приближаются к кривым, соответствующим одной только, конвекции в длинных трубах. В случае коротких труб, однако, перенос излучения от поверхности трубьг в окружающее пространство уменьшает ее температуру. В длинных трубах степень черноты оказывает влияние на температуру поверхности трубы лишь вблизи входного и выходного сечений. При уменьшении степени черноты от 1 до 0,01 температура стенки возрастает и [c.265]

Второй механизм, через который вариации температуры вызывают изменение характеристик лазерного излучения, состоит в температурной зависимости спектроскопических параметров активных сред. При повышении температуры изменяется взаимодействие иона активатора с решеткой, что влечет за собой деформацию контуров линий поглощения и люминесценции (сдвиг их по частоте, уменьшение степени неоднородности уширения линии и поперечного сечения вынужденных переходов), а также изменение населенности рабочих уровней активатора. Для неодимсодержащих сред эти эффекты уменьшают коэффициент усиления в активном элементе (см. п. 2.3), а вместе с ним — и КПД лазера. [c.6]

Усиление рассеяния при резонансе объясняется тем, что, как уже говорилось, рассеянное поле образуется излучением ультразвука частицами, совершающими вынужденные колебания в поле первичной волны амплитуда же вынужденных колебаний в резонансе резко возрастает в число раз, равное величине добротности колебательной системы (см. гл. УП1), соответственно возрастает и интенсивность рассеяния. Для пульсационных колебаний воздушного пузырька в воде, например, это приводит к увеличению эффективного сечения рассеяния примерно на 12 порядков. Отсюда и сильное рассеяние ультразвука при возникновении в жидкости кавитации, когда, как мы видели, всегда находятся или образуются пузырьки резонансных размеров. Резонансное рассеяние успешно используется в гидроакустической эхо-локации рыбных косяков роль резонансных пузырьков в этом случае играют плавательные пузыри рыб. Резкое увеличение рассеяния при резонансе (в том числе и обрат1юе рассеяние, которое регистирируется эхо-локатором) позволяет уверенно определять и размеры рыб, и мощность косяка. [c.169]

Зная вероятность спонтанного излучения между состояниями 1(5, )/> и 1(5, )У ), определяемую формулой (1Л6), нетрудно определить и такой важный для лазеров параметр, как сечение вынужденного перехода между рассматриваемыми уровнями в максимуме 1Юлогы люминесценции активной среды сТо, равное [c.25]

Улучшение угловой направленности с помощью метода усреднения. С помощью процессов вынужденного рассеяния, кроме режима ОВФ, рассмотренного выше, может быть реализован интересный для практики режим усреднения . При работе в этом режиме, называемом также режимом суммирования, исходный дифрак-ционно-ограниченный пучок иа стоксовой частоте усиливается в поле пространственно-неоднородной накачки ВР-усилителя без изменения своей угловой структуры. Для этого необходимо, чтобы инкремент коррелированной с накачкой стоксовой волны был мал, что противоположно условию реализации ОВФ. Кроме того, усиливаемая стоксова волна не должна искажаться за счет перекачки энергии в другие структуры. Это возможно в том случае, когда число неоднородностей коэффициента усилеиия вдоль пути распространения затравочного стоксова излучения очень велико, в силу чего небольшое колебание числа таких неоднородностей по поперечному сечению не сказывается на пространственной структуре усиливаемого излучения, т. е. происходит их усреднение. Это требование приводит к следующему условию [27], обеспечивающему усиление стоксовой волны без искажения [c.180]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...