Плотность инверсии населенностей

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]

Здесь Г — коэффициент затухания, имеющий размерность частоты (обычно измеряется в обратных сантиметрах) и соответствующий ширине линии кривой усиления х" (v) по полувысоте, / — сипа осциллятора Ио =< 2>/ — усредненный по времени квадрат напряженности электрического поля Е, нормированный на квадрат напряженности поля насыщения Е . В выражении (7.19.1) величина хо учитывает нерезонансные вклады в восприимчивость, так что вблизи центральной частоты L лазерного перехода ее можно считать постоянной. Наконец, A/V = (e A/VQ)/(2e(//ia Lr) пропорционально плотности инверсии населенностей ANq. [c.547]

Плоские волны 32, 51, 61 Плотность инверсии населенностей 25 Поверхностные волны 232 [c.654]

Показано, что эффект инверсии населенностей и усиления излучения имеет место при обтекании затупленных тел (в частности, между уровнями 00°1 — 10°0 молекул Oj), а также в одномерных нестационарных течениях газа с плоскими, цилиндрическими и сферическими волнами [4]. Поскольку в рассматриваемой модели газа состояние активной среды полностью определено конечным числом макроскопических параметров, т. е. плотностью п, скоростью F, поступательно-вращательной Т и колебательными температурами различных мод колебаний Ti i — 2, 3 соответственно для симметричной, деформационной и антисимметричной моды), инверсия населенностей квантовых уровней может быть непосредственно определена из равновесной ф ункции распределения, которая имеет следующий вид [c.106]

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]

При первом ударе двухступенчатого возбуждения происходит ионизация благородного газа, причем образующиеся ионы находятся в основном состоянии. После второго удара ион может быть возбужден непосредственно до верхнего лазерного уровня. Вследствие такого ступенчатого процесса возрастает инверсия населенностей, пропорциональная квадрату плотности тока. Опустошение нижнего лазерного уровня происходит путем спонтанного испускания на длине волны Л = 72 нм. [c.80]

Рис. 5 13 Изменение во времени инверсии населенностей и плотности

Инверсная населенность и генерация на ионизованных атомах в газовом разряде получена на переходах, принадлежащих 29 элементам. Так как для работы лазеров данного типа требуется значительная ионизация, пороговые плотности тока через разряд значительно выше, чем для лазеров на нейтральных атомах. Процесс создания инверсии обычно протекает в две ступени сначала электронным ударом вызывается ионизация, а затем уже происходит возбуждение ионов в верхнее лазерное состояние. Механизмы возбуждения на второй ступени во многом подобны механизмам, описанным в разд. 33.1. [c.698]

Двухуровневая система. Выясним некоторые особенности активированного диэлектрика, допустив вначале, что он обладает двумя уровнями энергии 1 2 и Wi, эти уровни будем считать простыми, невырожденными в отличие от них энергетические уровни, которым может соответствовать несколько различных волновых функций, называют вырожденными. Переход 2 1 сопровождается выделением, а / - 2 — поглощением энергии. Излучение энергии будет преобладать над поглощением, если населенность > iVj (для простых невырожденных уровней), т. е. если на верхнем уровне излучательного перехода находится большее число частиц, чем на нижнем. Переходы с поглощением (/ - 2) и с выделением (2 /) энергии наблюдаются непрерывно возбужденные состояния не являются устойчивыми. Средняя продолжительность пребывания частиц в возбужденном состоянии называется временем жизни т метастаб ильного состояния. Такое состояние, когда > N , достигается особыми методами — инверсией населенности. Под этим понимают процесс образования избыточной концентрации частиц (населенности) на высоких уровнях с возможностью переходов на низшие уровни. Энергии квантов на высших уровнях, например, на уровне IFj распределены в некотором интервале значений F. Плотность распределения частиц по энергии [c.215]

Эксперименты показали, что теория Шотки справедлива для лазеров на инертных газах, в том числе на нейтральных атомах, а также для ионных лазеров на инертных газах высокого давления (которые работают в импульсном режиме). Интересно также заметить, что радиальная зависимость электронной плотности в виде функции Бесселя была использована для точного вычисления радиального распределения инверсии населенностей в СОг-лазере [19], где, как мы видели, предположение о максвелловском распределении выполняется плохо. [c.149]

Поскольку площади рабочих поверхностей зеркал HP значительно различаются, а при М = 100-300 отличаются на четыре порядка, то разумно предположить, что основную роль на начальной стадии формирования пучков играет глухое зеркало 3i (см. рис. 4.6). Зеркало 3, отразив часть пучка сверхсветимости 1 с низкой плотностью мощности в активную среду, приводит к формированию мощного пучка сверхсветимости 2. При выходе пучка 2 из резонатора он частично отражается зеркалом З2 в активную среду. Часть этого отраженного пучка излучения попадает в сжимающийся пучок и, усиливаясь, через несколько проходов выходит из резонатора, имея дифракционное качество. Вторая часть излучения, расширяясь и усиливаясь, после отражения от зеркала 3] снова возвращается в активную среду и выходит из резонатора в форме параллельного пучка 3 под малым углом 9 (см. рис. 4.5). При этом часть пучка 3 зеркалом З2 отражается обратно в активную среду. Аналогичным образом за время одного двойного прохода формируется пучок 4, который выходит из резонатора с меньшей в М раз расходимостью. Этот процесс формирования пучков продолжается до тех пор, пока существует инверсия населенностей в активной среде АЭ. Такая динамика формирования пучков достаточно точно определяет временную и пространственную структуру излучения. Пучки частично перекрываются как во времени, [c.118]

Таким образом, как и в случае квантового усилителя с полной инверсией населенностей, интенсивность спонтанного излучения параметрического усилителя в фотонах на моду равна коэффициенту усиления (без единицы — см. (29)). Плотность потока фотонов в моде F в диспергирующей среде равна концентрации фотонов N/L , умноженной на групповую скорость и. Плотность типов колебаний в анизотропной среде согласно (3.4.34) равна g a = = кУии os Pj , так что спектральная яркость внутри кристалла связана с числом фотонов в моде соотношением (ср. (1.1.26)) [c.210]

Первый член в квадратных скобках в правой части уравнения описывает инверсию населенностей между состояниями а и Ь в отсутствие поля излучения. Мы обозначим его через N z, t) (по терминологии Лэмба N z, t) есть плотность возбуждения). Для исследования влияния макроскопической поляризации на отдельную (иапример, / -ю) моду, требуется найти пространственную фурье-компоненту выражения (9.111), соответствующую дайной моде. На осповаиии (9.17) имеем [c.254]

Создание инверсной населенности и получение оптического усиления — первый из двух существенных шагов, необходимых для работы лазера. Второй шаг — создание положительной обратной связи, чтобы превратить оптический усилитель в генератор. Это можно сделать с помощью двух зеркал, которые отражают усиленный свет в усиливающую среду. Так ие зеркала образуют оптический резонатор. Резонатор имеет характеристические резонансные частоты, что приводит к особенностям в спектре излучения, генерируемого двухуровневой системой. Устанавливается равновесная плотность оптической мощности на каждой резонансной частоте, соответствующая равенству усиления на проход и потерь. В понятие потерь включена и та часть оптической мощности, которая проходит сквозь полупрозрачное зеркало и образует выходной лазерный пучок. Самовозбуждение не может начаться, пока усиление не превысит потери. Это условие соответствует пороговой инверсии населенности п — 1)пор- Некоторая часть генерируемого света рассеивается в активной среде в процессе распространения. Этот процесс можно описать с помощью коэффициента рассеяния Орас. аналогичного коэффициенту поглощения 021- Тогда изменение оптической мощности пучка с расстоянием [c.268]

Как было отмечено в 9. 1.2, двойная гетероструктура локализует оптическое излучение в пределах активного слоя, что связано с различием коэффициентов преломления в нем и окружающих слоях. Ситуация аналогична той, что наблюдается в диэлектрическом волокне. Из предыдущего параграфа ясно, что для снижения плотности тока,. необходимой для создания инверсии населенностей, толщина активного слоя должна быть сделана по возможности малой. Действительно, в численных примерах использовались величины, сравнимые с соответствующими значениями для оптических волокон. Аналогичная ситуация складывается при рассмотрении оптического волокна с сердцевиной малого диаметра, которое пригодно для передачи только низкомодового излучения. Позже вернемся к рассмотрению некоторых свойств таких типов колебаний, а здесь отметим, что часть электромагнитной мощности распространяется снаружи активного слоя. Таким образом, только доля Г, которая остается в пределах активного слоя, может принимать участие в процессах индуцированного излучения и тем самым вносить вклад в оптическое усиление. Параметр Г называется коэффициентом оптического ограничения. Учет этого фактора приводит к необходимости преобразовать условие работы лазера [c.282]

Импульсное возбуждение с малым фронтом нарастания. Импульсные разряды короткой длительности используются в основном для возбуждения газовых лазеров на самоограниченных переходах. В таких разрядах время нарастания импульса тока должно быть сравнимо с радиационным временем жизни верхнего лазерного уровня. Только в этом случае возможно достижение инверсной населенности в разряде Плотность тока в максимуме импульса, необходимая для создания инверсии, оказывается порядка сотен и тысяч ампер на квадратный сантиметр. Условия возбуждения в разряде зависят от потерь энергии в единицу времени, давления газа, напряженности пробоя в газе, геометрии электродов и их расположения. [c.673]

Многие особенности динамики режима свободной генерации можно проследить с помощью уравнений баланса (с.м. 2.3), вид которых можно дополнительно упростить при переходе к безразмерны.м параметрам т=//т2 — время (та — время жизни верхнего уровня), ы =В21Тгы/ (о — плотность энергии, Ы —Ы/Ып—ВпХр /Ьа) —инверсия — пороговое значение инверсной населенности, Тр= [c.198]

При вышеприведенных условиях, управляю1цих плотностями населенности на вращательных подуровнях, можно вычислить избыток (или недостачу) на различных Р- и Д-ветвях данной колебательной полосы (см. рис. 9). При помощи ряда рассчитанных кривых можно сделать следующие полезные заключения. Первое — некоторые Р-переходы дают избыток даже в том случае, когда полная колебательная плотность населенности на низшем лазерном уровне превосходит плотность на высшем. Такая ситуация называется частичной инверсией , так как Л-переходы [c.70]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...