Частота Раби

Для реальных приборов имеем кц = 0,5 см , = 5-10 , Uq = = 10 В. Так как возможности демпфирования датчиков затруднены из-за их большой жесткости, то рабочую частоту /раб определяем как 0,2 /о- Тогда [c.28]

Оптич. нутации — затухающие осцилляции интенсивности излучения на выходе из исследуемой среды — возникают сразу после включения (выключения) резонансного взаимодействия волны с частицами среды. Для всех частиц, вступивших в резонанс с возбуждающим излучением, возникают синфазные колебания населённостей возбуждённого уровня энергии, что и определяет осцилляции интенсивности излучения. Время затухания оптич. нутаций определяется временем жизни возбуждённого уровня энергии, а период нутаций— обратной величиной частоты Раби iij (в точном резонансе i2r = дипольный момент перехода 1 — 2, Е амплитуда электрич. поля резонансной эл.-магн. во.чны). Спектроскопия оптич, нутаций по- [c.307]

Взаимодействие атома со светом. Частота Раби. Гамильтониан (1.5) описывает атом, находящийся во внешнем электромагнитном поле, а гамильтониан электромагнитного поля дается формулой (1.29). Поэтому их сумма [c.17]

Суммируя третье и четвертое уравнения системы (7.29) по 6 и а соответственно и принимая во внимание, что Аъа — Л(Ь а) = -ix b a), где х — действительная частота Раби, приходим к системе уравнений [c.95]

Подытоживая предыдущие результаты, мы можем написать три неравенства, содержащие накачку, т. е. частоту Раби [c.107]

Первые два члена в формуле (14.2) описывают среднюю энергию молекулы без учета ее поляризации во внешнем поле, а член, пропорциональный частоте Раби х, описывает добавку к энергии молекулы, обусловленную ее поляризацией в лазерном поле. Умножив обе части (14.2) на общее число [c.196]

Здесь X — dE/Й — частота Раби. Подчеркнутые члены системы (18.13) порождены оператором туннелирования. Если их отбросить, то оставшаяся система уравнений практически совпадет с (7.29). [c.258]

При сделанных здесь предположениях поведение ансамбля атомов не соответствует рассчитанному по скоростным уравнениям. Так, например, импульс с площадью 0 = я переводит ансамбль в полностью инверсное состояние N2 = N, N — 0), в то время как 2я-импульс вновь переводит систему в начальное состояние. В соответствии с этим амплитуда поляризации достигает максимума при воздействии на ансамбль (я/2)-импульсом. Очевидно, что энергия периодически перекачивается из поля в атомную систему и обратно с частотой Раби 0, = 1 2А 1Н. Этот процесс называют оптической нутацией или колебаниями Раби. В рамках данного описания процесс протекает без поглощения. Оно может быть оценено, лишь если учесть релаксационные процессы, которыми мы пренебрегли. [c.315]

При мгновенном включении внешнего поля волновая функция двухуровневой системы в сильном резонансном поле может быть представлена как суперпозиция четырех стационарных состояний, изображенных на рис. 3. Из рис. 3 видно, что частота Раби 2Q = d nE представляет собой величину расщепления исходного состояния. [c.72]

ГИ состояний г и п в переменном поле. Частота Раби (6.9) и штарковские сдвиги должны быть взяты в максимуме распределения интенсивности по времени. Величина Г ( ) представляет собой вероятность двухфотонной ионизации резонансного состояния п в единицу времени. [c.147]

Вследствие малости расщепления е величина частоты Раби, линейная по напряженности поля F, оказывается одного порядка величины с типичной расстройкой Ani, которая в соответствии с (6.12) квадратична по F (в области расстроек порядка самого штарковского сдвига). Поэтому в выражении (6.8) нельзя пренебрегать динамическим штарковским сдвигом. [c.148]

В этих экспериментах однофотонная частота Раби до, скорость затухания х поля в резонаторе, скорость затухания 7 атомного дипольного момента и обратное время пролёта Т атома таковы [c.37]

Wo=x(W io + VKoi), где матричный элемент накачки х, т. е. частота Раби, определяется согласно формулам (1.51) и (1.52) следующим выражением [c.38]

Следовательно взаимодействие с фононами и туннелонами приводит к тому, что частоту Раби надо сравнивать не со скоростью энергетической релаксации 1/Ti, а со скоростью дефазировки I/T2, которая на два порядка вьпие. На рис. 3.2 приведена зависимость полного двухфотонного коррелятора от времени при разных уровнях накачки. [c.100]

Зависимость двухфотонного коррелятора (8.10) от времени представлена на рис. 3.26, в, г штриховой линией. Хорошо видно, что если частота Раби много меньше скорости дефазировки I/T2, то точная формула (8.5) и приближенная формула (8.10) дают близкие результаты, причем чем меньше интенсивность накачки, тем ближе сравниваемые кривые. [c.101]

Эта замена привела к тому, что полуширина лоренциана при наличии триплет-ного уровня начинает зависеть от частоты Раби при ее значениях, которые на несколько порядков меньше, чем в случае отсутствия триплетного уровня. [c.107]

Сечение поглощения и вероятность испускания света примесным центром. Выражения для вероятностей вынужденных переходов в единицу времени с испусканием и поглощением кванта света были выведены в гл. 3 при переходе от бесконечномерной системы уравнений для матрицы плотности к оптическим уравнениям Блоха. Для такого перехода мы заменили эти вероятности, описываемые формулами (7.39), лоренцианом с полушириной 2/Т2. Подставим в формулы (7.39) явное выражение для квадрата частоты Раби = (47ra k/ft)(nk/V)d os at, где к — угол между дипольным моментом и вектором поляризации. Выразив с помощью формулы Пк/V — I/с число фотонов в единице объема через число фотонов I, приходящих на единичную площадку в единицу времени, мы можем выразить квадрат частоты Раби через интенсивность I падающего света [c.122]

Второй предельный случай — мгновенное включение поля Е = 0 при i<0 Е= Ео при i = 0, т. е. i < тг. В этом случае оказывается, что Wn = f[t), причем эта зависимость носит осцилля-торный характер. Из (3) можно увидеть, что пероятность нро-норцпональна величине sin ( f) = (1/2) (1 — os(2Q )), т. е. она осциллирует с частотой 2Q, изменяясь от нуля до максимального значения. Легко видеть, что тот же вывод следует и в том случае, когда электрон в начальный момент времени f = 0 находится в состоянии т. При выполпенпп условия Д <К среднее значение вероятности за много осцилляций с частотой Раби так же, как и в предыдущем случае, равно 1/2. [c.72]

Таким образом, резонанс в сильном поле при мгновенном режиме включения поля приводит к осцилляциям электрона между состояниями ге II m двухуровневой системы с частотой 2П. В со-отпетствии с соотношениями (4) и (5) частота осцилляций (частота Раби) тем больше, чем больше напряженность внешнего поля Е и чем больше расстройка резонанса Д. Из соотношения (5) легко оценить, что при атомной напряженности поля частота Раби порядка атомной частоты i>a l/Ta, где т, — атомное время. Это, конечно, верхняя оценка частоты Раби, в реальных случаях частота Раби меньше (некоторые оценки сделаны в п. 4). [c.72]

Таким образом, наблюдая провал Лэмба, можно регистрировать энергию перехода п от с разрешением порядка Q при наличии мишени в виде газа. Из материала, приведенного выше, в пп. 1 и 3, следует, что в точном резонапсс (Д < Y ,) при напряженности поля Е Еу частота Раби Q Y . Таким образом, и таких оптимальных условия.ч энергию перехода п т можно регистрировать с точностью до естественной ширины атомных уровней Ym. Регистрация провала Лэмба является одной из конкретных реализаций спектроскопии внутридоплеровского контура — внутридоплеровской спектроскопией насыщения [5, 6]. [c.80]

Критерий сильного (насыщающего) поля. Критическую напря/нсп-ность внешнего поля будем искать, исходя из соотношения Q = где — частота Раби, а "f — естественная ширина уровня. Для не очень высоко-возбужденных атомньтх состояний справедлива численная оценка естественной ширины Y 10-3 см-1 ю-в (время жизни т 10 с 10 Та). Положим, что дипольный момент возбужденного атома d iJS, (дебай) [c.82]

Во-вторых, напряженность поля излучепня должна быть достаточно велика, чтобы релаксация возбужденных атомов носпла вынужденный характер При выполнении этого неравенства заселенность основного и возбужденного состояний осциллирует с частотой Раби 2 (1тпЕ. [c.186]

Осцилляции Раби между основным состоянием и компонентами дублета определяются в данном случае двз хфотонным матричным элементом, т.е. частота. Раби линейна по интенсивности излучения и, таким образом, имеет тот же порядок величины, что и динамические штарковские сдвиги основно го и резонансного состояний. Следовательно, последние также должны быть учтены при рассмотрении процесса резонансной многофотонной ионизации. [c.153]

Во-вторых, необходимо принять во внимание возможность возникновения резонансов между исходным ридберговским состоянием и другими связанными состояниями с меньшими энергиями. Такие резонансы принято называть в соответствии с их конфигурацией ]/"-резонансами, в отличие от Л-резонансов, рассмотренных выше. Уширение ридберговских состояний, обусловленное У-резонансами, определяется частотой Раби (см., например, [10.48]). Если резонанс является однофотонным, то соответствующая частота Раби пропорциональна первой степени напряженности поля, так что это уширение доминирует над ионизационным уширением. Это приводит к понижению порога возникновения квазиконтин /ума ридберговских [c.272]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...