Потока фотонов плотность

Поккельса ячейка 261 Поляризация 37, 39 Потока фотонов плотность 22, 48 [c.364]

Радиометрия занимается измерением мощности и энергии переносимой электромагнитным излучением. Мощность зачастую рассматривают как поток излучения — Ф, а в оптическом диапазоне, где очевиден квантовый механизм генерации и детектирования излучения, как поток фотонов. Плотность мощности —Р и [c.481]

Выразим высказанные соображения в виде количественного соотношения. Пусть на вещество падает поток фотонов с приблизительно одинаковыми направлениями распространения (параллельный пучок лучей). В этом случае спектральные плотности энергии и ее поток связаны следующим образом [c.739]

Показанный на рис. 8.8 ЭОП является однокаскадным. Существуют многокаскадные ЭОП, состоящие из несколь ких последовательных ступеней (каскадов), на каждой из которых происходит увеличение яркости светового изображения. В современных многокаскадных ЭОП коэффициент преобразования (отношение плотности выходного светового потока к плотности входного светового потока) достигает 10 и более. ЭОП позволяет регистрировать сцинтилляции даже от одного фотона, попадающего на входной фотокатод тем самым оказывается возможным счет отдельных фотонов в световых пучках малой интенсивности. [c.201]

Рассмотрим в какой-либо среде два произвольных энергетических уровня 1 и 2 с соответствующими населенностями Ni и N2. Пусть в этой среде в направлении оси z распространяется плоская волна с интенсивностью, соответствующей плотности потока фотонов F. Тогда в соответствии с выражениями (1.3) — [c.13]

Рис. 1.2. Изменение плотности потока фотонов dF при прохождении плоской электромагнитной волны через слой вещества толщиной dz.

Изменение плотности потока фотонов dF при прохождении пучком в среде расстояния dz (см. рис. 1.2) с помощью уравнения (2.159) можно записать в виде [c.87]

В последующем изложении будет удобно вместо плотности энергии излучения Pv пользоваться понятием потока фотонов [c.126]

I плотность потока фотонов [c.13]

Is насыщающая плотность потока фотонов (интен- [c.13]

Установим теперь связь коэффициентов Эйнштейна для поглощения и вынужденного излучения с макроскопическими измеряемыми величинами. Для этой цели рассмотрим представленную на рис. 1.3 схему экспериментальной установки, с помощью которой измеряется поглощение (или усиление) монохроматического света частоты соь с плотностью потока фотонов 1ь. (Для бегущей волны плотность потока фотонов равна числу фотонов, проходящих в единицу времени через единицу площади освещаемой поверхности, перпендикулярной направлению [c.19]

Рассмотрим взаимодействие среды с монохроматическим полем излучения с постоянной плотностью потока фотонов 1 . Очевидно, что спустя длительное время плотности населенностей достигнут своих стационарных значений. Поэтому их производные по времени обратятся в нуль, и в качестве стационарного решения мы получим из (1.22) и (1.24) плотность инверсии населенностей N2 — N как функцию плотности потока фотонов 1ь- [c.22]

До сих пор мы рассматривали постоянную во времени плотность потока фотонов. Но если проследить за выводом системы [c.22]

В предыдущих примерах мы лишь в общих чертах охарактеризовали взаимодействия между световыми импульсами и атомными системами. Обсуждая атомные системы, мы ввели в рассмотрение только вероятности населенностей различных уровней и их изменение со временем для световых импульсов было достаточно задать их центральные частоты и в конкретных случаях также значения их спектральной ширины, длительности и плотности потока фотонов. Но кроме вероятности населенности под действием светового облучения могут изменяться и другие физические параметры отдельных атомных систем или их ансамблей. Мы обсудим это на простой модели для таких параметров, как индуцированный дипольный момент и поляризация, которые зависят от напряженности электрического поля световых волн и поэтому могут нести фазовую информацию. [c.37]

В (1.67) мы ввели плотность потока фотонов Il = eq Al I 2Н<льП. Кроме того, в (1.68) учтено, что ориентации дипольных —> [c.47]

Как было отмечено в гл. 1, при резонансном взаимодействии электромагнитного поля со средой имеют место процессы испускания и поглощения. Изменение плотности потока фотонов (/ь), обусловленное индуцированным испусканием и поглощением, определяется в соответствии с (1.21) формулой [c.49]

СВЯЗЬ реализуется с помош,ью двух зеркал S и S, обладаюш,их высокой отражательной способностью и расположенных параллельно друг другу, так что они образуют резонатор Фабри— Перо между зеркалами вдоль оси резонатора помещается лазерная среда М (рис. 2.1). В этом случае начинается своего рода лавинный процесс, приводяш,ий к самовозбуждению системы. Этот процесс обусловлен тем, что в соответствии с (2.1) изменение плотности потока фотонов пропорционально уже имеюш,ейся в результате плотности потока фотонов. Затравкой для начала процесса самовозбуждения служит спонтанное излучение, создающее шумовое поле. Вследствие отражения излучения от зеркал и многократного прохождения через активную среду интенсивность этих шумов непрерывно усиливается, так как через зеркало S, коэффициент отражения которого меньше 100 %, проходит лишь часть излучения. [c.50]

Из этого равенства следует, что для трехуровневого лазера представляют интерес только вещества с относительно большим временем релаксации Т21. После достижения критического-значения мощности накачки вынужденное испускание начинает превосходить потери на поглощение и интенсивность излучения в резонаторе сильно возрастает, если при этом коэффициент усиления становится больше величины, определяемой формулой" (2.5). В резонаторе возникают высокие плотности потока фотонов /ь, вызывающие снижение инверсии населенностей. Пониженная инверсия населенностей в свою очередь влечет за собой уменьшение усиления вынужденного излучения, так что после многих проходов через резонатор устанавливается значение интенсивности, которое точно компенсирует потери на зеркалах [c.53]

Для стационарной плотности потока фотонов в резонаторе мы получим соотношение (2.15), в котором и Is определяются формулами (2.22) и (2.23). [c.55]

Решения для трех временных интервалов сшиваются в точках x]i и x j, являюш ихся корнями уравнения 1—(т1/6) + х (л/6) = = 1/2 6 и — меры длительности импульса и его асимметрии, а /о — плотность потока фотонов в максимуме импульса. Длительность импульса определяется как Ть = т]/ —т],-. Для приблизительно симметричных импульсов ( х 0,3) Ti, y26. Мы будем считать (в соответствии с результатами анализа активной синхронизации мод в предыдуш ем разделе), что импульс накачки является гауссовым импульсом, максимум которого сме-ш ен относительно максимума лазерного импульса на т]о [c.161]

Дальнейшее развитие вопроса о дуализме материи привело к созданию квантовой теории поля, которая обобщает выводы о корпускулярной и волновой природе частиц. Она основана на положении, что любому полю сил можно сопоставить кванты этого поля. Так, например, световые кванты являются теми частицами, которые создают электромагнитное поле. Создание в пространстве волнового электромагнитного поля на языке корпускулярного аспекта теории соответствует испусканию фотонов. Интенсивность волнового поля в данной точке (квадрат амплитуды волны) пропорциональна плотности потока фотонов или вероятности их обнаружения в этой точке. Аналогичный смысл имеют волны де Бройля их интенсивность определяет вероятность обнаружения частицы в данной точке. Последовательная теория этих волн была создана Шредингером. [c.17]

Метод рэлеевского рассеяния [164—166, 168, 169] ). Процесс рассеяния можно характеризовать с помощью двух вели-ч йн сечения рассеяния о и числа фотонов Пв, рассеянных в секунду в единице телесного угла под углом 0 к падающему пучку с плотностью потока фотонов Ф. Сечение рассеяния определяется по формуле [c.307]

Найдем закон изменения интенсивности пучка по мере его распространения в среде. Средняя плотность потока энергии X волны равна произведению объемной плотности и на скорость света 8=си. Так как изменение потока фотонов на интервале Ах равно сАМ, то изменение потока энергии с1Х на том же отрезке Ах рав- [c.442]

При /l- О эта разность принимает значение —N, а при / - оо она обращается в нуль. При 1ь = 1в=11 (2012X21), т. е. при так называемой насыщающей плотности потока фотонов, плотность инверсии принимает значение, равное половине значения в случае слабого сигнала. Подстановка плотности инверсии N2 — Ni) из (1.25) как функции плотности потока фотонов в (1.21) приводит к дифференциальному уравнению для определения которое в общем случае является нелинейным. [c.22]

Найдем закон изменения функций Wi = Wi k г, t) в области 2>0, если стационарный поток фотонов плотности MU пересекает плоскость 2 = 0 в направлении, совпадающем с направлением к. В этом случае задача распространения света в оптически изотропной среде сводится к одномерной стационарной задаче. Все функции Wi = Wi k z) не зависят от времени. Итак, в качестве граничных условий на плоскости г = 0 примем пУрь (Л, 0) = 1, Wex(k, 0) — 0 или [c.495]

Плотность светового потока энергии прямо пропорциональна плотности потока фотонов, т. е. числу фотонов, проходящих 1 поперечного сечения потока за 1 с. Число выбитых в единицу времени электронов прямо пропорционально плотности потока фотонов. Отсюда следует, что число электронов, покинувших объем металла в единицу времени, прямо пропорционально плотности светового потока (третий закон фотоэффекта). Кинетическая энергия фотоэлектрона по уравнению (1.3) зависит только от энергии фотона, выбившего электрон из катода, и не зависит от того, сколько других фотонов столкнулось с другими электронами, т. е. не зависит от плотности светового потока энергии (второй закон фотоэффекта). Из (1.3) также видно, что при энергии падающего фотона, меньшей работы выхода электрона из металла, фотоэффект невоможен. Этим объясняется наличие красной границы в фотоэффекте (первый закон фотоэффекта). Граничная частота (о р измеряется экспериментально, а работа выхода [c.22]

КО как в мазерах, так и в лазерах генерация возможна лищь при выполнении некоторого порогового условия. Например, в лазере генерация начинается тогда, когда усиление активной среды компенсирует потери в нем (скажем, потери, обусловленные частичным выходом излучения из резонатора через зеркало). В соответствии с выражением (i.7) усиление излучения за один проход в активной среде (т. е. отношение выходной и входной плотностей потока фотонов) равно ехр[а(Л 2 —где [c.15]

Поскольку а зависит от населенностей двух уровней, это не самый подходящий параметр для описания взаимодействия в тех случаях, когда населенности уровней изменяются, как, например в лазере. Однако достоинством данного параметра является то, что он может быть непосредственно измерен. Действительно, из выражений (1.7) и (2.86) следует, что dF =—aF dz. Поэтому, отношение плотности потока фотонов, прошедшего в среду на глубину /, к плотности падающего потока фотонов равно F l)/F 0)= ехр —а/). Экспериментальные измерения этого отношения при использовании достаточно монохроматического излучения дают значение а для этой конкретной длины волны падающего света. Соответствующее сечение перехода получается из выражения (2.86), если известны населенности Л , и N2. В случае, когда среда находится в термодинамическом равновесии, Ni и N2 можно определить (если известна полная населенность Л /=Л +Л г) с помощью выражения (1.8). Прибор для измерения коэффициента поглощения а называется абсорбционным спектрофотометром (спектрофо- [c.55]

Для z-компопент плотностей потоков фотонов /nz [c.40]

Отсюда следует, что соотношения (1.21) — (1.23) образуют систему дифференциальных уравнений в частных производных они служат для определения пространственно-временных изменений плотности потока фотонов и плотности населенностей. Если плотность потока фотонов изменяется с течением времени лишь очень медленно, то можно будет считать оправданным пренебрежение членом lvb) dldt)lb по сравнению с dldz)lb. [c.23]

Предположим, что имеет место неравенство Xl LIvl [L — длина кюветы). Тогда в (1.71) можно будет пренебречь производной по времени по сравнению с другими членами. Умножая (1.71) на Л и складывая с аналогичным комплексно-сопряженным уравнением, получим для плотности потока фотонов уравнение (1.21), в то время как (1.67) идентично (1.22). [c.48]

Теперь применим (9.26) для определения вырождения излучения газового лазера с мощностью 1 вт, работающего на длине волны 514,5 нм при угловой расходимости 10 рад с шириной линии 10 гц и диаметре пятна 10" см. Яркость такого источника равна 1,67 10 вт1см стер, что соответствует плотности потока фотонов 4,2- 10 фотон см стер сек. Световое излучение поляризовано, и поэтому параметр вырождения равен [c.466]

Представим себе, что хрусталик человеческого глаза способен фокусировать излучение с длиной волны >. = 10 мкм на сетчатке, которая в состоянии воспринимать это излучение и вырабатывать соответствующие нервные импульсы для создания зрительного ощущения. Спрашивается, будет ли человек видеть окружающие его предметы Из изложенного выше следует,, что поток шумовых фотонов на любой участок сетчатки глаза существенно превосходит поток фотонов, образующих на сетчатке глаза изображение предметов, и поэтому человек не в состоянии видеть окружающие его предметы. Для тогр чтобы зрение стало возможным, необходимо уменьшить плотность шумовых фотонов внутри глаза, т. е. существенно уменьшить температуру глаза. Расчет показывает, что необходимые для этого температуры очень малы и составляют несколько десятков кельвин. Поэтому осуществить ночное зрение можно лишь с помощью приборов, поддерживаемых при достаточно низкой температуре. Получаемое в таких приборах изображение в микроволновом диапазоне преобразуется в изображение в длинах волн видимого диапазона и наблюдается глазом при обычных температурах. В процессе [c.16]

На квантовом языке параметрическое усиление можно рассматривать как процесс вынужденного распада фотона волны накачки с энергией Йсоз на два фотона с энергиями Йсо1 и Йсог. Поэтому при прохождении некоторого расстояния в нелинейной среде увеличение плотности потока фотонов в сигнальной и холостой волнах одинаково и равно уменьшению плотности потока фотонов волны накачки. Соотношение соз= со1 + сог выражает закон сохранения энергии в таком процессе. [c.495]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...