Фотонное эхо

На рис. 4.11 приведен результат расчета обратной полуширины БФЛ и экспериментальные данные, полученные для нее с помощью фотонного эха. Согласие с экспериментом лучше у точной формулы (11.85), в которой подбираемым параметром является только полуширина 70 квазилокального колебания. Этот параметр нельзя взять из данных на рис. 4.9, так как там квазилокальный пик уширен неоднородно. Если бы параметр 70 не подбирался, а определялся из эксперимента, то формула (11.85) не содержала бы свободных параметров. [c.159]

С открытием лазеров как источников коротких импульсов излучения в оптическом диапазоне электромагнитных волн появилась возможность наблюдения фотонного эха [67], являющегося оптическим аналогом спинового эха, а также свободного распада электронной поляризации [68] и других эффектов [69-71], обусловленных сложением фаз, т. е. когерентностью атомного ансамбля. Как мы увидим ниже, эволюция во времени недиагональных элементов матрицы плотности примесного центра определяет свободное затухание поляризации, различные типы фотонного эха и некоторые другие нелинейные явления. Эти эффекты получили название переходных. Их можно наблюдать лишь после возбуждения образца достаточно короткими световыми импульсами. Среди переходных эффектов наибольший интерес в настоящее время вызывает фотонное эхо, превратившееся в главный инструмент для исследования фазовой и энергетической релаксации электронных состояний примесных центров в твердых растворах. Достижениям теории в области описания фотонного эха и посвящена в основном данная глава. [c.195]

В предьщущем параграфе бьшо показано, что после выключения лазера, облучающего образец, поляризация, наведенная в его молекулах, начинает исчезать с высвечиванием когерентного света. Что произойдет, если, не дав поляризации исчезнуть до конца, снова облучить молекулы коротким лазерным импульсом Оказывается в этом случае, кроме распада дополнительной поляризации, наведенной этим импульсом, мы сможем наблюдать новый когерентный эффект, называемый фотонным эхом. [c.203]

Эту более простую систему уравнений можно применять вместо (15.26) при расчете наведенной поляризации и трехимпульсного фотонного эха, если этот расчет ведется в первом неисчезающем приближении по взаимодействию со светом. [c.208]

Элементарная теория двухимпульсного фотонного эха. Как [c.208]

Если бы поляризация линейно зависела от электрического поля, то в этой формуле остались бы только два первых члена. В таком случае два импульса породили бы две затухающие поляризации. Однако благодаря нелинейной связи между поляризацией и полем появляется импульс фотонного эха. Фотонное эхо является эффектом третьего порядка по взаимодействию атома со светом. Очевидно, что этот эффект существует и [c.210]

Вектор Блоха. Эволюция вектора Блоха со временем. В предыдущем пункте мы рассматривали эффект фотонного эха, пренебрегая релаксационными процессами. Согласно формулам (15.38) и (15.40), появление импульса эха после двух возбуждающих лазерных импульсов можно ожидать при любой длительности п зы т между ними. Последний вывод — следствие неучета релаксационных процессов. Он неприменим к реальным системам, так как в них происходит энергетическая и фазовая релаксация. Фазовую релаксацию, обусловленную электрон-фононным взаимодействием, удается учесть, лишь перейдя от уравнений для амплитуд вероятности к уравнениям для элементов матрицы плотности (см. гл. 3). Используя систему уравнений (15.30) для матрицы плотности, мы можем перейти к оптическим уравнениям Блоха также, как это было сделано в пункте 7.3 [c.211]

Теория экспоненциально затухающего двухимпульсного фотонного эха. Фотонное эхо возникает после облучения образца двумя лазерными импульсами (рис. 6.2). Используя формулу (15.52), мы можем написать следующее выражение для вектора Блоха после облучения образца двумя лазерными импульсами с длительностью At и At [c.213]

Если оператор эволюции S в (15.53) описывается бесконечным рядом по Л, то последняя формула содержит и свободный распад поляризации, и фотонное эхо причем все эти эффекты справедливы при произвольной интенсивности лазерных импульсов, как, например, формула (15.37) для ди-польного момента. Однако при малых интенсивностях возбуждения (15.37) переходит в (15.40), из которой следует, что амплитуда фотонного эха пропорциональна т. е. фотонное эхо является эффектом третьего порядка по взаимодействию со светом, возникающий после прохождения через образец двух импульсов. Поэтому его амплитуду при малой интенсивности возбуждения можно получить с помощью (15.53), если в этой формуле операторы эволюции S взять в первом и втором приближении по взаимодействию со светом [c.213]

Сигнал фотонного эха удобнее измерять, если возбуждающие лазерные импульсы существенно короче времени фазовой релаксации Т2, т. е. [c.213]

Рис. 6.5. Диафамма временной эволюции системы, приводящей к возникновению сигнала двухимпульсного фотонного эха

Рис. 6.6. Последовательность лазерных импульсов, приводящая к возникновению трехимпульсного фотонного эха

Поскольку длительности импульсов At", At и At много меньше каждой из пауз, в (15.77) эти малые величины в операторах релаксации отброшены. Так как фотонное эхо — эффект третьего порядка по взаимодействию со светом, каждый из операторов S достаточно взять в первом приближении [c.217]

Рис. 6.7. Диафамма эволюции системы в процессе облучения образца тремя световыми импульсами и возникновение трехимпульсного фотонного эха

Эхо-голограмма. Для того чтобы зарегистрировать на Г. нестационарные поля и процессы, необходимо использовать резонансную среду, у к-рой длина волны Л линии поглощения (с нижнего основного состояния) совпадает с X излучения, экспонирующего Г. [.3]. Такие Г., объединяющие свойства голографии и фотонного эха, наз. эхо-Г. Метод их записи сводится к следующему в исходный момент =0 иа резонансную среду направляется импульс объектной волны /о, к-рый переводит часть атомов среды из основного состояния с энергией в верхнее возбуждённое состояние (рис. 3). В состоянии Sq фаза колебаний атомов в течение нек-рого времени, наз. временем поперечной ре.таксации, остаётся такой же, что и фаза объектной волны при ( = 0. Опорная волна подаётся в виде импульса Iв момент времени t x. Этот импульс обращает на 180° фазы колебаний всех атомов среды, после чего колебания начинают развиваться в обратном направлении. В результате по прошествии времени 2т среда испустит импульс эха 7 , Волновой фроит этого импульса совпадает с фронтом объектной волны. чибо обращён (см. Обращение волнового фронта) в зависимости от того, в какой последовательности иа среду воздействуют импульсы Ig и 7/J. В случае эхо-Г. пространств, па- [c.503]

При взаимодействии световых полей в условиях одно- или многофотонных резонансов с квантовыми переходами в среде когерентными наз. нсстацнонарные процессы, за время развития к-рых фазовые соотношения между полем и откликом вещества не успевают существенно иарупштъся релаксацией (см. Оптическая нутация, Самоиндуцированная прозрачность. Фотонное эхо). В противоположном случае процессы становятся некогерентными (см., напр., Насыщения эффект.], [c.396]

Вторая часть определения — признак длительности — была введена С. И. Вавиловым, чтобы отделить Л. от раал. видов рассеяния, отражения, парамет-рич. преобразования света, тормозного и Черенкова — Вавилова излучений. В отличие от рассеяния света, при Л. между поглощением и испусканием происходят промежуточные процессы, длительность к-рых больше периода световой волны. Однако критерий сравнения длительности этих процессов с периодом световой волны недостаточен, чтобы, напр., отделить резонансное рассеяние от т. ы. резонансной флуоресценции (см. ниже). При больвюм времени жизни возбуждённого состояния акт резонансного рассеяния длится долее периода световых колебаний, как и процессов когерентного испускания света, системой атомов (см. Фотонное эхо). Однако в этих процессах сохраняются определ. соотношения между фазами поглощённой и испущенной световых волн, в то время как при Л. эта корреляция утрачивается. Поэтому целесообразно отделять Л. от др. процессов по времени фазовой релаксации поляризации среды. [c.624]

Определённый круг Н. н. о. я. связан с т. н. когерентным распространением световых импульсов в резонансных средах (см. Самоиндуцированная прозрачность, Фотонное эхо). [c.339]

Представление о площади импульсов играет важную роль в теории резонансного взаимодействия эл.-магн. излучения с веществом, в радиоспектроскопии, лазерной спектроскопии, нелинейной оптике резонансных сред. (См. также Затухание свободной поляризации, Оптическая нутация, Самоиндуцированная прозрачность, Спиновое эхо, Фотонное эхо.) Имеются также обобщения этого понятия на случай многофотонных процессов. [c.583]

С. ансамбля излучателей обусловливается воздействием поля, испущенного одним из осцилляторов, на все остальные излучатели ансамбля. Именно это воздействие способно привести к когерентизации процесса испускания излучения ансамблем осцилляторов. Эфф. самонаведение корреляций между дипольными моментами осцилляторов возможно лишь в том случае, когда время этого процесса меньше времени релаксации дипольного момента атома Г,, а также меньше Т1 (обычно Т < Т" ). Таким образом, С. представляет собой нестационарный процесс, протекающий за время, меньшее Т1 и Гд. Установление корреляций между излучателями происходит самопроизвольно в процессе излучения, этим С. отличается принципиально от нестационарных когерентных процессов, обусловленных вкеш. когерентной накачкой, таких, как самоиндуци-рованная прозрачность, фотонное эхо и др. [c.431]

Обсуждаются теоретические основы спектроскопии одиночных молекул. Проводится анализ достоинств и недостатков одно- и двухфотонных методов счета, применяемых в спектроскопии одиночного примесного центра. Представлены теоретические основы традиционных методов селективной спектроскопии примесных центров в полимерах и стеклах, таких как выжигание спектральных провалов и селективно возбуждг1емой флуоресценции. Излагается динамическая теория спектральной диффузии, обусловленной туннельными переходами в низкотемпературных полимерах и стеклах, а также теория сверхбыстрой фазовой релаксации примесных центров, проявляющейся в неэкспоненцигшьном двух- и трехимпульсном фемтосекундном фотонном эхе. Рассмотрены многочисленные примеры применения теоретических формул, выведенных в книге, для обработки конкретных экспериментальных данных, добытых методами селективной лазерной спектроскопии. [c.2]

Однако для спектроскопии одиночных молекул, а также для расчета формы оптических полос поглощения и флуоресценщ1и молекулярных ансамблей или, например, для расчета сигнала фотонного эха нет необходимости располагать полной матрицей плотности. Для изучения всех перечисленных и некоторых других явлений достаточно иметь в своем распоряжении упрощенную матрицу плотности, т. е. матрицу плотности, редуцироваьшую, например, по индексам спонтанно испущенных фотонов. Как было показано в главе 1, где мы пренебрегали существованием фононов и туннелонов, после операции редуцирования по квантовым числам спонтанно испущенных фотонов приходим к системе (3.12), состоящей всего из четырех уравнений, которые отличаются от оптических уравнений Блоха только тем, что вместо двух релаксационных констант Ti и Т2 содержат лишь одну константу Ti. [c.90]

Двухфотонный коррелятор для двухуровневого примесного центра. Как мы установили в предьщущем параграфе, релаксационная константа 1 /Т2, обусловленная взаимодействием с фононами и туннелона-ми, определяет скорость релаксации недиагональных элементов матрицы плотности. При рассмотрении в последующих главах когерентных оптических эффектов, таких, например, как фотонное эхо, убедимся, что эти недиагональные элементы хранят информацию о фазе электронного возбуждения. Поэтому Т2 называется временем фазовой релаксации или временем оптической дефазировки. [c.98]

Трехимпульсное фотонное эхо. После облучения образца двумя короткими лазерными импульсами в нем возникает сигнал фотонного эха. Подождав некоторое время t , которое может превышать время Т2 на порядок или даже более, облучим образец третьим импульсом. Очевидно, что каждый лазерный импульс сопровождается свечением, создаваемым свободным распадом наведенной им поляризации. Возникнет ли дополнительный импульс фотонного эха Если руководствоваться формулами пре-дьщущего пункта, то при > Т2 дополнительный сигнал эха возникнуть не может. Тем не менее в опыте мы увидим дополнительный сигнал эха, который будет привязан к третьему возбуждающему импульсу (рис. 6.6). Такое фотонное эхо назьшается трехимпульсным, и его свойства несколько отличаются от свойств двухимпульсного эха. Если сигнал последнего содержит информацию только о фазовой релаксации, то сигнал трехим-пульсного эха содержит также информацию об энергетической релаксации. Рассмотрим новое фотонное эхо подробней. [c.217]

Смотреть страницы где упоминается термин Фотонное эхо : [c.571] [c.391] [c.354] [c.7] [c.198] [c.203] [c.203] [c.203] [c.205] [c.207] [c.209] [c.209] [c.209] [c.210] [c.211] [c.211] [c.213] [c.215] [c.216] [c.217] [c.217] [c.219]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...