Двухфотонный лазер

В короткой 12-й главе рассматривается теория так называемого двухфотонного лазера (имеется в виду испускание двух квантов, сумма энергий которых определяется заданным электронным переходом). С помощью квантового уравнения Ланжевена изучается случай реализации одномодового режима, однородного уширения и бегущей волны. [c.8]

ТЕОРИЯ ДВУХФОТОННОГО ЛАЗЕРА [c.316]

СИЛЫ. Выполнив усреднение по квантовым флуктуациям и квантовомеханическому состоянию системы, получим полуклассические уравнения для двухфотонного лазера. Эти уравнения можно рассматривать как прямое обобщение уравнений однофотонного лазера. Хорошим упражнением для читателя было бы перенесение других методов, например метода матрицы плотности или подхода, основанного на уравнении Фоккера—Планка, на случай двухфотонного лазера. Необходимые для этого первые шаги будут указаны в следующем разделе. [c.317]

Теория двухфотонного лазера 319 [c.319]

Теория двухфотонного лазера 321 [c.321]

В этой короткой главе мы рассмотрели простейший вариант двухфотонного лазера, чтобы выявить наиболее характерные закономерности, связанные с новым механизмом испускания фотонов. Случай, который здесь исследовался, называется вырожденным, так как энергия электронного перехода расщепляется на две равные части йй)1 = йюа- [c.322]

Нестабильности относительно возбуждения боковых мод в двухфотонных лазерах рассматривались в работе [c.342]

Двухфотонный внутренний фотоэффект в полупроводнике наблюдался еще в 1964 г. в dS при использовании рубинового лазера. [c.345]

Возможны и процессы, при которых в каждом акте поглощения одновременно участвуют более двух (три и больше) квантов. Такие процессы называются многофотонным поглощением. (Трехфотонное поглощение в кристаллах нафталина было обнаружено еще в 1964 г.) Очевидно, что с увеличением числа фотонов, одновременно участвующих в одном акте поглощения, вероятность соответствующего процесса уменьшится. Поэтому для наблюдения процессов более высокого порядка (например, трехфотонного поглощения) поток энергии падающего света должен быть значительно большим, чем в двухфотонном. В очень сильных световых полях, образуемых при фокусировке излучения мощных лазеров, иногда происходит одновременное поглощение десяти фотонов и больше. В этом случае многофотонное поглощение приводит к отрыву электрона от атома, т. е. ионизации. Этим объясняется возникновение искры — пробоя прн фокусировке излучения мощного лазера в воздухе. Существенный вклад в деле обнаружения и теоретического анализа и применения двухфотонного и многофотонного процессов был сделан академиками Н. Г. Басовым, А. М. Прохоровым, Л. В. Келдышем и их школой. [c.403]

Использование в оптическом эксперименте лазерных источников света привело к открытию ряда явлений, не совместимых с принципом линейности. Практически одновременно с созданием первых лазеров были обнаружены такие нелинейные оптические явления, как генерация гармоник, сложение и вычитание частот световых потоков, вынужденное комбинационное рассеяние света, двухфотонное поглощение. Было ясно также, что сам лазер — это оптическая система, в которой важную роль играет эффект насыщения усиления света активной средой. Все это стимулировало бурное развитие теоретических и экспериментальных исследований нелинейного взаимодействия света с веществом, разработку методов практического использования нелинейных оптических явлений в науке и технике и привело, в частности, к возникновению нелинейной оптики. [c.298]

Известно, что квантовая теория поглощения света исходит из того, что явление возникает тогда, когда энергия квантов света, падающего на вещество, имеет величину, равную разности уровней энергии данного вещества к = Еп — Е1, где Е и Еп — энергии нижнего невозбужденного и верхнего возбужденного уровней соответственно. Здесь в каждом акте взаимодействия света и вещества поглощается один фотон и поэтому процесс является однофотонным. При облучении вещества очень мощными световыми потоками от лазеров, дающих большую плотность излучения, может иметь место поглощение нескольких фотонов в одном элементарном акте таким образом, чтобы выполнить условие Л Ат= п — ь В этом случае происходит многофотонное поглощение (рис. 36.6, а). Величина энергии каждого фотона здесь в N раз меньше энергии фотона, который поглощается в однофотонном акте. Многофотонные процессы поглощения могут происходить не только при наличии фотонов одного сорта, но и в том случае, если имеются фотоны различных энергий (рис. 36.6, б). Например, может происходить двухфотонное поглощение, удовлетворяющее уравнению hvl+hv2=En—El. [c.311]

Впервые двухфотонное поглощение в оптическом диапазоне наблюдалось в 1961 г. в кристаллах СаРг, активированных двухвалентным европием Еи +. В качестве источника излучения в этих экспериментах был использован рубиновый лазер (Я = 6943 А). О наличии двухфотонного поглощения свидетельствовала квадратичная зависимость интенсивности флуоресценции ( . = 4250 А) от интенсивности излучения лазера. [c.311]

Впервые многофотонный (двухфотонный) внешний фото эффект наблюдался в 1964 г. в натрии. Упрощенная схема экспериментальной установки показана на рис. 9.10, а. Здесь 1 —лазер, генерирующий сверхкороткие импульсы [c.229]

Отрицательную обратную связь можно реализовать, в частности, используя многофотонный внутренний фотоэффект -- двухфотонное поглощение света в полупроводнике. Внутрь резонатора лазера помещают пластинку полупроводника, у которого ширина запрещенной зоны удовлетворяет условию [c.231]

Условия возбуждения импульсное возбуждение при двухфотонном поглощении излучения СО -лазера (10,6 мкм) [c.919]

Возбуждение источника каскадного излучения пар фотонов. Перевод атомов кальция на верхний возбужденный уровень (см. рис. 152) осуществлялся прямым двухфотонным возбуждением посредством двух лазеров криптонового лазера с А, = = 406 нм и перестраиваемого лазера с А, = 581 нм, настроенного на резонанс для двухфотонного процесса. Излучение лазеров имеет параллельную поляризацию и фокусируется на пучок атомов кальция. Мощность каждого лазера составляла несколько десятков милливатт, а их излучение фокусировалось на площадь менее 0,01 мм атомного пучка с концентрацией примерно 10 ° атомов/см . При этих условиях частота каскадных переходов, при которых излучаются пары фотонов, превосходит 10 каскадов/с. Была обеспечена также высокая стабильность частоты каскадных переходов (лучше чем 1% в течение нескольких часов). [c.423]

В случаях большой интенсивности лазерного излучения, особенно при импульсном режиме работы лазера, имеют место явления двухфотонного поглощения, состоящие в том, что молекула одновременно поглощает два фотона и переходит в энергетическое состояние, энергия которого равна сумме энергий двух падающих фотонов. Исследование спектров флуоресценции и поглощения подобных систем открывает новые возможности, которые были исключены при использовании обычного источника света. Так, если систему атомов или молекул освещать двумя лазерами, обеспечивающими излучения на частотах Vj и Vg, направленные навстречу друг другу, а частицы при этом перемещаются со скоростью v вдоль линии распространения лучей, то будут наблюдаться новые волны, одна с частотой Va (1 — v ) и другая с частотой (1 + vie). При достаточно высоких интенсивностях лазерных лучей двухфотонное поглощение приведет систему в состояние с энергией /г (vj + Vg) -+ ft (vj — v ) vie. Видно, что доплеровское уширение имеет [c.221]

Чтобы сформулировать второе приближение, положенное в основу оптических уравнений Блоха, надо найти выражение для вероятности поглощения света, так как приближение касается именно этой вероятности. Вспомним, что рассматривая в первой главе двухуровневый атом, взаимодействующий с полем возбуждающего лазера, мы нашли, что полный двухфотонный коррелятор, являющийся функцией расстройки и времени, описывается формулой [c.95]

Выжигание стабильных провалов осуществляется тогда, когда уровень 3 на рис. 7.3 расположен ниже уровня 1, и подавлены туннельные переходы в основном электронном состоянии хромофора, т. е. а = Л = 0. Рассмотрим именно такой случай при возбуждении лазером 0-1 перехода. Учитывая, что в момент регистрации первого фотона, принимаемый за нуль, ро (0) = 1, мы с помощью формул (18.31) и (18.33) приходим к следующему выражению для двухфотонного коррелятора [c.289]

Для неразрушающего считывания элементарных синусоидальных решеток, как правило, используется свет гелий-неонового. лазера (Я, = 633 нм). Предложено несколько методик, позволяющих осуществлять неразрушающее считывание голограммы сложного -объекта термическое фиксирование [10.18, 10.30, 10,56—10.58, 10.60, 10.63, 10.64], запись голограмм на основе двухфотонных лроцессов поглощения [10.47, 10.65, 10.66], считывание голограммы на основе анизотропной дифракции [10.67, 10.68], нелинейная голо-графическая запись комбинационных голограмм [10.69]. [c.276]

В основной части книги речь идет о лазерных процессах, в которых оптический переход в атоме является однофотонным. В то же время известно, что в оптических переходах могут одновременно излучаться или поглощаться также два или несколько фотонов. Это привело к идее двухфотонного лазера, значительный вклад в развитие которого внесли Уоллс, Вэнг и др. Краткое изложение этой теории дается в гл. 12. [c.32]

Ф-лы типа (1) и (2) для двухфотонного поглощения были получены М. Гёпперт-Майер (М. Goeppert-Mayer) ещё в 1931, однако экспериментально этот эффект был обнаружен только после создания лазеров, т. к. интенсивности обычных источников излучения недостаточны для его регистрации. [c.166]

Отношение вероятности М. ц. с участием т фотонов к вероятности М. п. с участием (т —1) фотонов Wjn- при отсутствии промежуточных резонансов по порядку величины равно EIE ) , где Е — амплитуда напряжённости электрич. поля излучения, — ср. напряжённость внутриатомного электрич. поля ( ат Ю — 10 В/см), При Е < с увеличением числа фотонов, участвующих в элементарном акте, вероятность М. п. резко снижается. Поэтому до появления лазеров кроме однофотонных наблюдались лишь двухфотонные процессы при рассеянии света рассеяние Мандельштама — Бриллюана, комбинационное рассеяние света в т. п. Высокие интенсивности излучения, получаемые с помощью лазеров, позволяют наблюдать М. п. вплоть до т I 10. [c.168]

Оптические реперы. Используемые в СВЧ-диапазоне методы получения узких спектральных линий оказались не применимыми в оптич. области спектра (доплеровское уширение мало в СВЧ-диапазоне). Для О. с. ч. важны методы, н-рые позволяют получать резонансы в центре спектральной линии. Это даёт возможность непосредственно связать частоту излучения с частотой квантового перехода. Перспективны три метода метод насыщенного поглощения, двухфотонного резонанса и метод разнесённых оптич. полей. Осн. результаты по стабилизации частоты лазеров получены с помощью метода насыщенного поглощения, к-рый основан на нелинейном взаимодействии встречных световых волн с газом. Нелинейно поглощающая ячейка с газом низкого давления может находиться внутри резонатора лазера (активный репер) и вне его (пассивный репер). Из-за эффекта насыщения (выравнивание населённостей уровней частиц газа в сильном поле) в центре доплеровски-уширен-ной линии поглощения возникает провал с однородной шириной, к-рая может быть в 10 —10 раз меньше доплеровской ширины. В случае внутренней поглощающей ячейки уменьшение поглощения в центре линии приводит к появлению узкого пика на контуре зависимости мощности от частоты генерации. Ширина нелинейного резонанса в молекулярном газе низкого давления определяется прежде всего столкновениями и эффектами, обусловленными конечным временем пролёта части- [c.451]

Динамические спектральные провалы. Связь с полным двухфотонным коррелятором. Рассмотрим ансамбль примесньк молекул в аморфной среде. Частоты wo БФЛ этих молекул, отвечающие первому синглетному переходу, имеют разброс, определяемый функцией распределения n(wo). Все эти молекулы могут поглощать свет возбуждающего лазера, причем форма полосы поглощения примесной молекулы описывается функцией J u>p - Wo), где Шр — частота лазерного фотона. Если свет лазерного источника ослаблен до такой степени, что мы можем пренебречь небольшим числом возбужденных им молекул, то форма полосы поглощения образца описывается функцией [c.171]

Будем опираться на формулы, выведенные в пункте 8.2. Поведение во времени молекулы, непрерывно облучаемой светом лазера, можно при малой интенсивности последнего описывать системой трех балансных уравнений (8.15). Наша задача — найти зависящую от времени вероятность po t) обнаружить молекулу в основном состоянии, которая и определяет, согласно формуле no oJb,oJo,t) = po t)n ijJo), его населенность к моменту времени t. Эту вероятность будем искать так же, как искали математическое выражение для двухфотонного коррелятора в пункте 8.2. Для лапласовского образа этой вероятности с помощью системы уравнений (8.17) находим выражение [c.173]

В выражении для двухфотонного коррелятора присутствует вероятность реализации того возбужденного электронного состояния, которое достигается поглощением лазерного фотона. Следовательно, при возбуждении лазером молекулы через лорентциан, отвечающий квантовому 7V -f- М электрон-туннелонному переходу, выражение для двухфотонного коррелятора имеет вид [c.286]

Лорентцианы, отвечающие другим квантовым переходам, имеют частоты, не совпадающие с частотой возбуждающего лазера. Они не участвуют в поглощении света данной частоты, и поэтому мы можем вместо формулы (21.2) написать следующее выражение для двухфотонного коррелятора [c.286]

Здесь к — 2x L (ш), где L — лорентщ1ан, а вероятности р и р характеризуют две ДУС, взаимодействующие с хромофором, и описываются формулами, аналогичными (21.8). Двухфотонный коррелятор представляет собой функцию частоты возбуждающего света. Эта функция зависит, во-первых, от того, с какой линией совпадает частота лазера и, во-вторых, от времени задержки t между фотонами пары. Частота возбуждающего света определяет начальное условие в формуле (21.6) для р и в соответствующей формуле для р. Например, при возбуждении на частоте, которой соответствует До = О, в формуле (21.11) работает только первое слагаемое в квадратных скобках, и поэтому мы должны взять р(0) = р (0) = 0. Именно при таком условии в момент регистрации первого фотона пары, принимаемый за нуль, система из двух ДУС окажется с вероятностью равной единице в исходном квантовом состоянии, соответствующем переходу с До = 0. А если, например, возбуждение идет на частоте, которой соответствует До - Д = О, мы обязаны положить р(0) = 1, но р (0) = О по тем же соображениям равенства единице соответствующей вероятности. [c.290]

Усилители на стекле с неодимом. Эксперименты по усилению и компрессии импульсов лазера на фосфатном стекле (Я=1,054 мкм, т = =5 пс) проведены авторами [71]. Выделенный из цуга генерации одиночный импульс испытывал бездисперсионную самомодуляцию в коротком (L=40 см) отрезке градиентного многомодового световода. Использование многомодового световода со сравнительно большим диаметром сердцевины (50 мкм) позволило увеличить выходную энергию частотно-модулированного импульса до 2 мкДж. В усилителе на фосфатном стекле его энергия увеличивалась до 500 мкДж, после чего он сжимался до 700 фс. Регистрация производилась методом двухфотонной люминесценции с использованием оптического многоканального анализатора. Пиковая мощность импульса с учетом потерь в решеточном компрессоре составила 300 МВт. [c.269]

На возможность использования двухфотонных процессов для усиления излучения без инверсной населенности было указано в работах Джавана [5] задолго до создания первых лазеров. [c.258]

С целью определения возбужденных энергетических уровней димеров Naj и Ка проводились так называемые двухфотонные измерения, идея которых состоит в том, что сверхзвуковой поток последовательно освещается светом двух разных перестраиваемых по длине волны лазеров, причем энергия квантов каждого лазера сама по себе недостаточна для ионизации димеров. Однако ионизация наступает, когда за время жизни возбужденного состояния, возникающего после облучения светом первого лазера, димер поглощает квант света вполне определенной энергии, излучаемый вторым лазером. Варьируя длины волн лазеров и детектируя появляющиеся ионы масс-спектро метром, можно точно определить систему возбунаденных энергетических уровней и пороги ионизации исследуемых димеров (последние приведены в табл. 25). Как следует из таблицы, плавное уменьшение потенциала ионизации с ростом размера кластера нарушается осцилляциями, отражающими повышенную стабильность агрегаций, имеющих четное число атомов. Нужно отметить, что ионизационный потенциал Naj4 все еще превышают работу выхода массивного металла в 1,5 раза. [c.261]

Как следует из предыдущих разделов, в пикосекундном и особенно в субпикосекундном диапазонах производить измерения, основываясь на электронных и электронно-оптических методах, чрезвычайно трудно. Нелинейная оптика позволяет применить хорошо развитые методы и в особенности метод корреляционных измерений к предельно коротким световым импульсам. Только этим путем удалось измерить длительности импульсов первых лазеров с синхронизацией мод вскоре после их создания [3.9—3.13]. В качестве примеров таких методов мы рассмотрим генерацию второй гармоники и двухфотонную люминесценцию (о теоретических основах этих эффектов см [11, 30]). Кроме того, мы обсудим оптические затворы, основанные на эффекте Керра, индуцированном лазерным излучением. [c.117]

Синхронизация мод в лазере на красителе с помощью насыщающегося поглотителя была впервые осуществлена Шмидтом и Шёфером [6.1]. Они наблюдали возникновение цуга коротких импульсов в лазере на родамине 6G, накачиваемом импульсной лампой при помещении в его резонатор кюветы с красителем, игравшим роль насыщающегося поглотителя. Результаты Шмидта и Шёфера были повторены Бредли и О Нейлом, измерившими длительность импульсов методом двухфотонной люминесценции (см. гл. 3). Она оказалась равной 5 пс [6.2]. Пример схемы лазера на красителе с пассивной синхронизацией мод показан на рис. 6.1. Накачка кюветы с красителем осуще- [c.186]

Рис. 7.6. Цуг импульсов, излучаемых рубиновым лазером с пассивной сиихро низацией мод (по [7.61]). Насыщающийся поглотитель DDI в метаноле (м= = 10 НС, Ть 20 пс). Регистрация цуга осуществлялась планарным вакуумным-фотодиодом (время нарастания 0,5 ис) и гигагерцевым осциллографом. Длительность импульсов измерялась методом двухфотонной люминесценции.

ПС. Типовые лазеры на стекле с неодимом излучают импульсы длительностью от 2 до 20 пс при энергии максимального импульса от 1 до 10 мДж и полуширине цуга импульсов от 50 до 200 НС. Сравнение экспериментальных результатов для лазеров на стекле с неодимом с теоретическими результатами расчета длительности импульса, полученными в разд. 7.2, показывает хорошее совпадение лишь в начале цуга импульсов. Длительность импульсов в максимуме цуга существенно превосходит рассчитанную теоретически, а форма импульсов сложна. Интенсивные исследования временной и спектральной структур выходного излучения лазера на стекле с неодимом с синхронизацией мод [7.14—7.18, 7.25—7.30] позволили по существу дать следующее объяснение сложности этой структуры. В начале цуга длительность импульсов составляет от 2 до 5 пс, а полуширина их спектра соответствует обратной величине длительности [7.16, 7.18] (AvbTb 0,5). Измерения методом двухфотонной люминесценции показывают, что отношение пьедестала к пику составляет 1 3, что соответствует случаю хорошей синхронизации мод (см. гл. 3). По этой причине селекция импульсов (см. п. 7.3.3) осуществляется таким образом, чтобы для дальнейшего усиления и применения в последующем эксперименте выбирался импульс из передней части цуга. Спектральная ширина импульсов, соответствующих дальнейшему развитию цуга, сильно нарастает, и четко обнаруживается образование подструктур как в спектре импульсов, так и во временной зависимости интенсивности. Причиной расширения спектра является неоднородное по спектру снятие усиления и автомодуляция фазы излучения, возникающая в результате нелинейного взаимодействия интенсивного излучения со стеклянной матрицей (см. п. 7,2.4). При относительно высоких интенсивностях излучения лазера проявляется изменение показателя преломления стеклянного стержня, зависящее от интенсивности 1ь импульса [c.260]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...