Когерентное состояние возбуждения

Рис. 4.14. Вероятности гп обнаружения ш-го собственного энергетического состояния ш) в сжатом состоянии для разных выборов параметра сжатия 8. Все кривые изображены при одном и том же значении параметра смещения а = 7. Самая задняя кривая (сжатие отсутствует, 8=1) демонстрирует идеальное пуассоновское распределение, связанное с когерентным состоянием. Кривые, расположенные ближе к передней части рисунка, показывают осцилляции распределения вероятности возбуждения. Когда сжатие становится экстремальным (в оо), появляется всё большее число этих осцилляций при всё больших значениях ш, а вклад в вероятность от каждого отдельного пика стремится к нулю (самая передняя кривая гп — О практически совпадает

Общая проблема нахождения полей, излучаемых заданным распределением тока, была решена в лекции 12. Наиболее важное свойство этого решения состоит в том, что излучение при известном распределении тока всегда приводит к полю в когерентном состоянии (в предположении, что в начале не было других полей). Если ток осциллирует с одной частотой, то будет возбуждаться только та мода поля, которая имеет в точности ту же частоту. Примем для простоты, что геометрия нашей системы благоприятствует возбуждению только одной моды поля. Тогда оператор плотности для этого поля можно записать в виде [c.158]

Сущность получения лазерного луча заключается в следующем. За счет накачки внешней энергии (электрической, световой, тепловой, химической) атомы активного вещества излучателя переходят в возбужденное состояние. Через некоторый промежуток времени возбужденный атом может излучить полученную энергию в виде фотона и возвратиться в исходное состояние. Фотон представляет собой элементарную частицу, порцию света, обладающую нулевой массой покоя и движущуюся со скоростью, равной скорости света, в вакууме. Фотоны возникают (излучаются) в процессах перехода атомов, молекул, ионов и атомных ядер из возбужденных состояний в более стабильные состояния с меньшей энергией. При определенной степени возбуждения происходит лавинообразный переход возбужденных атомов активного вещества-излучателя в более стабильное состояние. Это создает когерентное, связанное с возбужде- [c.16]

Наряду с вынужденным излучением света атомами, находящимися на верхнем уровне е , происходит резонансное поглощение энергии атомами, находящимися на нижнем уровне е . При этом атом поглощает световой квант и переходит на уровень е , что препятствует генерации света. Для генерации когерентного света необходимо, чтобы число атомов на верхнем уровне Ей было больше числа атомов на нижнем уровне e , между которыми происходит переход. В естественных условиях на более высоком уровне при любой температуре всегда меньше частиц, чем на более низком. Для возбуждения когерентного излучения надо принять специальные меры, чтобы из двух выбранных уровней верхний был заселен больше, чем нижний. Такое состояние вещества в физике называется активным или состоянием [c.119]

Ясно, что лучше всего было бы определить точную волновую функцию электронов, движущихся в металле с беспорядочно распределенными примесными центрами, и вычислить среднее значение -Ь (г )ф(г) по поверхности постоянной энергии. Однако решение такой задачи сопряжено с непреодолимыми трудностями. Можно ожидать, что когерентность волновой функции возбужденного состояния (для основного состояния это не обязательно так) будет нарушаться на расстоянии порядка средней длины свободного пробега. Поэтому введение предложенного Пиппардом множителя является разумным. Необходимость такого множителя вытекает из следующих рассуждений. Предположим, что центры рассеяния беспорядочно распределены в перпендикулярном к оси х слов шириной w и что вне этого слоя примеси отсутствуют, как это показано на фиг. 9. Тогда решения уравнения Шредингера вне слоя имеют вид плоских волн. Если предположить, что рассеяние некогерентно, то можно с помощью общей теории рассеяния точно вычислить (ф (г ) ф (г)) при условии, что гиг лежат вне слоя. [c.717]

ЛАЗЕР [—усиление когерентного электромагнитного излучения оптического диапазона, действие которого основано на использовании индуцированного излучения света системой возбужденных атомов, ионов, молекул, помещенных в оптический резонатор газовый имеет газовую активную среду газодинамический использует инверсное состояние активной среды путем адиабатического охлаждения газа, движущегося со сверхзвуковой скоростью жидкостный содержит жидкую [c.244]

Генераторы когерентного света лазеры в видимой и ближней инфракрасной областях и мазеры в сантиметровом диапазоне радиоволн) используют открытый Эйнштейном эффект вынужденного излучения, при котором новый фотон, образовавшийся при переходе атома или молекулы из возбужденного состояния в состояние с меньшим значением энергии, вызванное прохождением внешнего фотона, имеет равную ему энергию и перемещается в том же направлении. Интенсивность вышедшего света может быть резко усилена, если с помощью системы зеркал заставить луч пройти вещество несколько раз. Вышедшие лучи оказываются практически параллельными, [c.231]

Как уже указывалось, процессы индуцированного излучения сопровождаются усилением электромагнитных волн. Определим условия, при которых это возможно. С этой целью рассмотрим прохождение монохроматического когерентного излучения с энергией кванта через среду, частицы которой могут находиться в возбужденных состояниях / и 2 с энергиями возбуждения и 2, удовлетворяющими соотношению (1-8). Плотность частиц Б этих состояниях обозначим N и N2 соответственно. Так как фотоны гибнут за счет процессов поглощения и рождаются при вынужденном излучении, уравнение баланса плотности фотонов в пучке имеет вид [c.25]

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]

Наиболее монохроматическим из обычных тепловых источников света является светящийся атомный пучок [24]. Здесь за счет сведения к нулю одной компоненты скорости достигается резкое уменьшение допплеровской ширины. Излучение коллимированного пучка атомов наблюдают в поперечном направлении. Атомный пучок можно возбуждать электронным ударом или оптической накачкой от атомов, находящихся в возбужденном состоянии. Атомным пучком можно также пользоваться в абсорбционной спектроскопии [25]. При использовании резонансной линии кальция был получен излучающий пучок атомов с длиной когерентности свыше 2 м [26]. Наиболее точные измерения длины волны были проведены с атомным пучком Hg [27], причем была достигнута относительная точность порядка 5-10-10. [c.328]

Из этих уравнений видно, что релаксационная константа 7 определяет скорость переходов из основного состояния атома 11а) в возбужденное состояние 12а) под действием резервуара. С другой стороны, релаксационная константа 7 определяет скорость затухания возбужденного состояния. Наконец, член с так называемой константой поперечной релаксации 7 описывает затухание квантовой когерентности между различными квантовыми состояниями атома. [c.133]

Резонатор лазера (система зеркал, между которыми располагается активная среда) обеспечивает обратную связь между световой волной, испущенной какой-либо частью атомов вещества, и атомами, еще находящимися в возбужденном состоянии. В результате этого происходит упорядочение испускания фотонов атомами активного вещества независимо от момента самого акта испускания, т. е. переходы между верхним и нижним лазерными уровнями осуществляются когерентно. Одновременно лазерное излучение оказывается также монохроматическим. Благодаря применению резонатора лазерное излучение обладает и еще одним отличительным свойством высокой направленностью. Все вместе это приводит к тому, что с помощью лазерных источников света можно создать напряженности электромагнитного поля, близкие к внутриатомным. [c.672]

Так в рубине развивается световой взрыв . До включения возбуждающего света (а) атомы находятся в основном состоянии (белые кружки). Возбуждающий свет (тонкие стрелки на рисунках бив) переводит атомы в возбужденное состояние (черные кружки). Если испущенный атомом фотон (маленькая стрелка) поглощается другим возбуждаемым атомом, то он стимулирует дальнейшее излучение фотона. Вынужденное излучение ограничивается до тех пор, пока закрыт затвор. Когда он открыт, фотоны, летящие параллельно продольной оси оптического квантового генератора, отражаются от их зеркальных торцов, вызывая каскад фотонов. Этот каскад завершается генерацией когерентного пучка света, который проходит через частично посеребренные зеркала, обладая мощностью в несколько миллионов ватт. [c.97]

Предсказание полимодальности в распределении областей авто-возбуждения когерентных состояний по размерам и е экспериментальное подтверждение в процессах рпзрушения [2J и образования [1] твердой фазы в очень широком диапазоне пространственных масшта-ei бов от 10 до 10 м (15 порядков) свидетельствует о проявлении фундаментальных свойств ДВК как детерминирующего фактора в эволюции когерентных состояний в неживой природе. [c.231]

Учёт взаимодействия поперечных комггонент спина также приводит к конечной подвижности дырок. Эфф. масса дырки определяется процессом рассеяния на спиновых флуктуациях (спиновых волнах). При низких темп-рах возможно испускание спиновых волн только с низкими энергиями, сли плотность состояний в спектре низкоэнергетич. спиновых возбуждений мала, то можно ожидать хорошо определённые когерентные состояния дырок как квазичастиц вблизи дна дырочного спектра, к-рыс имеют конечное, но не слишком малое время жизни. При более высоких энергиях рассеяние усиливается и квазичастичный пик должен размываться. [c.394]

Еще одно отличпе когерентного ансамбля от пекогерентного состоит в том, что его когерентное состояние может уменьшиться за время гораздо меньшее, чем время спонтанной релаксации заселенности возбужденных состояний. Это может произойти из-за изменения фаз волновых функций отдельных атомов, В качестве конкретного примера процесса, разрушающего когерентный ансамбль, можно привести процесс столкновений возбужденных атомов, составляющих атомный газ, друг с другом. Столкновения 12 179 [c.179]

Именно возможность образования когерентного ансамбля возбужденных атомов и его когерентной релаксации в основное состояние лежит в основе тех новых нестационарных эффектов, которые рассматриваются в этой лекции,— сверхизлучения, са-моиндуцированной прозрачности, фотонного эха и др. [c.180]

Следует отметить, что подход Г. Хакена к квантовой теории лазера методически интересен, отличается прозрачностью и простотой. С его помощью реально удается получить решение для газовых лазеров с малой плотностью возбужденных атомов, когда можно пренебречь коллективными эффектами в спонтанном излучении. Правда, если среднее число фотонов в моде велико, то лазерное поле естественно описывать в квазиклассическом приближении, используя представление когерентных состояний. Цитированные выше работы [28, 29] как раз и посвящены построению квантовой теории лазера, асимптотически точной по квазикласси-ческому параметру в результате удается единым образом описать все основные типы лазеров при произвольном соотношении времен релаксации среды и поля в резонаторе с учетом существенной роли коллективных эффектов. [c.8]

Уравнение (13.22) представляется весьма интересным результатом с точки зрения квантового измерения. В самом деле, до сих пор мы не обсуждали вопрос о том, как измерить распределение напряжённости электрического поля излучения для одной моды. Приведённое выше соотношение показывает, что измерение чисел возбуждений в полевых модах после действия делителя пучка и построение гистограммы для эазности фотоотсчётов и составляют процедуру такого измерения. Подчеркнём, однако, что данная стратегия работает только тогда, когда мы комбинируем измеряемое поле с классическим полем, то есть с полем в когерентном состоянии с большой амплитудой. [c.405]

Когда осциллятор отделен от каких-либо источников возбуждения и излучает спонтанно, амплитуда его колебаний уменьшается весьма медленно по сравнению с периодом колебаний. Поскольку осциллятор ведет себя по существу классически, ток, создаваемый его движущимися зарядами, вполне предсказуем. Как мы уже отмечали, излучение такого тока приводит поле в когерентное состояние. С другой стороны, с квантовомеханической точки зрения мы считаем, что осциллятор совершает переходы вниз по энергетической шкале, шаг за шагом проходя через состояния с квантовыми числами п, п I, п 2..., где п > 1. Продолжительность времени, которое осциллятор проводит в каждом из этих состояний, распределена по экспоненциальному закону, и поскольку п велико, средние времена жизни состояний не изменяются значительно от данного состояния к следующему. Каждый переход сопровождается испусканием фотона. Не удивительно поэтому, что когда фотоны детектируются счетчиком, интервалы времени между их последовательными регистрациями распределены по экспоненциальному закону. Экспоненциальное распределение временных интервалов указывает на отсутствие тенденции к парной корреляции или корреляции более высокого порядка. Это характерное распределение для интервалов между полностью некоррелирующими событиями, которые происходят с фиксированной средней частотой. Ясно, что при использовании двух или более счетчиков не будет наблюдаться зависящей от времени корреляции их выходных сигналов. [c.160]

В случае неупорядоченной системы, однако, любое собственно состояние описывается функцией византийского типа и импульс не является хорошим квантовым числом. Позтому закон дисперсии (к) представляет собой не более чем результат не вполне четко определенного усреднения по статистическому распределению электронных возбуждений (рис. 10.8). Теорема, выражаемая равенством (10.129), не применима к зтой функции, и плотность тока нужно вычислять, используя спектральное разложение по импульсам (рис. 10.14, б). Если считать, что волновая функция имеет форму (10.87), то вид зтого спектра в импульсном представлении определяется вещественной частью волнового вектора к, отвечающего когерентной части возбуждения, и фазово-некогерент-ным уширением, обусловленным рассеянием в неупорядоченной системе. [c.511]

Излучающий атом можно представить в виде затухающего осциллятора, излучение которого поляризовано (см. 1.5). Поместим этот осциллирующий диполь, состоящий из положительно заряженного ядра и электрона Мяд/гил 1), во внешнее постоянное магнитное поле Нвнеш Такой диполь будет прецес-сировать в плоскости, перпендикулярной Нвнеш- Если бы можно было следить за поляризацией излучения одного диполя в направлении внешнего магнитного поля, то мы заметили бы, что плоскость поляризации со временем поворачивается. Осциллятор затухающий, поэтому одновременно с поворотом плоскости поляризации будет убывать и интенсивность излучения. Естественно, что чем быстрее затухает излучение (т.е. чем меньше время жизни возбужденного состояния), тем на меньший угол успеет повернуться плоскость поляризации. На опыте наблюдгштся излучение когерентно возбужденного ансамбля атомов и измеряются его поляризационные характеристики как функции внешнего магнитного поля. После несложной математической обработки результатов наблюдения можно определить среднее время жизни атома в возбужденном состоянии. [c.229]

КОЛЕБАНИЯ (вынужденные [возникают в какой-либо системе под влиянием внешнего воздействия переменного пружинного маятника (характеризуется переходным режимом и установившимся состоянием вынужденных колебаний резонанс выявляется резким возрастанием вынужденных механических колебаний при приближении угловой частоты гармонических колебаний возмущающей силы к значению резонансной частоты) электрические осуществляют в электрическом колебательном контуре с включением в него источника электрической энергии, ЭДС которого изменяется с течением времени] гармонические относятся к периодическим колебаниям, а изменение состояния их происходит по закону синуса или косинуса затухающие характеризуются уменьшающимися значениями размаха колебаний с течением времени, вызываемых трением, сопротивлением окружающей среды и возбуждением волн когерентные должны быть гармоническими и иметь одинаковую частоту и постоянную разность фаз во времени комбинационные возникают при воздействии на нелинейную колебательную систему двух или большего числа гармонических колебаний с различными частотами кристаллической решетки является одним из основных видов внутреннего движения твердого тела, при котором составляющие его частицы колеблются около положений равновесия крутильные возршкают в упругой системе при периодически меняющейся деформации кручения отдельных ее элементов магнитострикционные возникают в ферромагнетиках при их намагничивании в периодически изменяющемся магнитном поле модулированные имеют частоту, меньшую, чем частота колебаний, а также определенный закон изменения амплитуды, частоты или фазы колебаний неавтономные описываются уравнениями, в которые явно входит время некогерентные характерны для гармонических колебаний, частоты которых различны незатухающие не меняют свою энергию со временем нормальные относятся к гармоническим собственным колебаниям в линейных колебательных системах [c.242]

ГИГАНТСКИЕ РЕЗОНАНСЫ (гигантские мультиполь-ные резонансы) — высокопозбуждённые состояния атомных ядер, к-рые интерпретируются как коллектинные когерентные колебания с участием большого кол-ва нуклонов (см. Колебательные возбуждения ядер). Известны Г. р., соответствующие колебаниям объема ядра, ядерпой поверхности, протонов относительно нейтронов, колебания, связанные с переворотом спина нуклонов и с обменом зарядом (см. ниже). Экспериментально Г. р. проявляются как широкие максимумы в [c.455]

КОЛЕБАТЕЛЬНЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ ЯДЕР — возбуждённые ядерные состояния, в к-рых нуклоны совершают согласованное коллективное движение, приводящее к периодич. зависимости ядерных свойств от времени. При энергии возбуждения Е ниже порога вылета нуклонов <7 МэВ) К. в. я. проявляются как серии дискретных уровней, сходные с вибрационными полосами в молекулярных спектрах. При более высоких энергиях К. в. я, наблюдаются в виде широких резонансных максимумов в сечениях разнообразных ядерных реакций (гигантские резонансы). Для К. в. я. характерны большие вероятности эл.-магн. переходов в нижележащие состояния, усиленные но сравнению с типичными з]1ач011иями для переходов нуклона с одной орбиты на другую (о д н о-частичные переходы). Это усиление свидетельствует о когерентном коллективном характере колебат. движения — при переходе синхронно меняется состояние мн. нуклонов. [c.407]

Для коллективных мод, формируемых большим числом N простых одночастичных) возбуждений Л —полное чпсло нуклонов ядра), вклад каждого простого возбуждения мал. Однако из-за когерентного сложения N вкладов амплитуда коллективного мультинольного перехода напр., квадрунольного для 2 " — фонолов) из основного в одпофоноиное состояние усилена в У N раз по сравнению с одночастичным переходом, что даёт фактор усиления N для вероятностей переходов. [c.409]

Переход П. т. т. в результате неустойчивости в состояние диссипативной пространственно-временной структуры может быть описан на языке неравновесного фазового перехода. Как правило, с изменением уровня возбуждения П. т. т. испытывает неск. неравновесных фазовых переходов, в результате к-рых одни диссипативные структуры заменяются другими. Примерами этих структур являются колебания концентрации носителей и (или) Т. Часто эти колебания сопровождаются изменением тока, проходящего через П. т. т. (в случае токовых неустойчивостей), так что П. т. т. в сочетании с внеш. электрич. цепью выступает как генератор электрич. колебаний. Др. примером служит инм-екционный лазер, где в результате инжекции электронов и дырок создаётся бинолярная плазма высокой плотности с инвертиров. заполнением электронных состояний в зоне проводимости по отношению к валентной зоне. Возникновение когерентного эл.-магн. излучения может быть описано как неравновесный фазовый переход. [c.604]

Р. и. на изолиров. атоме по существу есть рэлеевскае рассеяние света, усиленное благодаря резонансу на много порядков величины. Спектр Р, и. неподвижного изрлиров. атома зависит от спектра возбуждающего излучения. При возбуждении его излучением непрерывного спектра шириной Аш Vei Ye — естественная ширина спектральной линии данного атома, линия Р. и, имеет лоренцевский контур с шириной Ye ( И- Контур, спектральной линии), т. е, такой же, что и при возбуждении атома др. способом (напр., столк-новительным). Если атом возбуждается монохроматич. излзшением, то его Р. и. является также монохроматическим и имеет ту же частоту Mq (с точностью до эффектов отдачи). При этом, если осн. состояние атома не вырождено, то падающая волна и волна Р. и. когерентны. [c.313]

Магн, примеси не только уменьшают энергию связи куперовских пар, но и приводят к определённому их распределению по энергиям связи. В результате не все куперовские пары имеют одинаковую энергию и пребывают в конденсате — часть из них имеет меньшие анергии связи н находится в возбуждённом состоянии. Параметром порядка и в этом случае является когерентная волновая ф-ция бозе-конденсата, однако теперь I Р ) не определяет величину щели в энергетич. спектре. Наиб, отчётливо это проявляется в режиме бесщелевои С., когда бозе-конденсат ещё существует, а спектр электронных возбуждений уже становится бесщелевым. [c.440]

Нестационарная когерентная спектроскопия методы и результаты. В нестационарной когерентной спектроскопии осуществляется ударное возбуждение среды короткими лазерными импульсами и зондирование ее состояния с помощью пробного импульса, посылаемого с некоторой задержкой 4- Измеряется энергия антистоксова рассеяния W a пробного импульса как функция задержки Эта зависимость несет информацию о механизмах и скоростях процессов дефазировки колебаний в среде. [c.152]

В предыдущих главах рассматривались основные причины, влияющие на вид интерференционной картины, наблюдаемой с ИФП. При этом предполагалось, что источник излучения испускает свет в виде цугов бесконечно большой длины, т. е. анализируемое излучение обладает временной когерентностью. Пространственная когерентность реального газоразрядного источника. может быть определена с помощью теоремы Ван-Циттера — Цернике [5] или, для объемных источников спонтанного излучения типа полого катода, с помощью обобщения теоремы Ван-Циттера— Цернике, выполненного в работе [17]. До появления лазеров ИФП обычно освещался светом с очень малыми разме-)ами области пространственной когерентности (10 —10 см). Использование ИФП совместно с лазерами в качестве селекторов излучения, применение ИФП в перестраиваемых лазерах для сканирования и монохроматизации излучения, измерение АК ИФП с помощью одночастотного лазера и другие способы их применения приводят к необходимости развития теории, описывающей вид интерференционной картины при прохождении через ИФП полностью или частично пространственно-когерентного излучения. В то же время появление импульсных лазеров с малой длиной излучаемого светового цуга, а также исследование спектральных линий, испускаемых атомами и ионами с малым временем жизни возбужденного состояния, ставят вопрос о влиянии на вид наблюдаемой с ИФП интерференционной картины временной когерентности излучения. Число работ, посвященных этим проблемам, в настоящее время невелико [29, 38, 47], хотя пространственная и временная когерентность анализируемого излучения, конечно, оказывают решающее влияние на формирование АК идеального и реального ИФП. [c.78]

Для объяснения процесса накачки и создания инверсной заселенности уровней рассмотрим идеализированную схему энергетических уровней, изображенную на рис. 88. Индуцированное излучение с частотой vj, 2 в твердотельных лазерах образуется при переходе атомов с уровня 2 на уровень 1. Широкая зона 3 является вспомогательной и используется для создания инверсной заселенности. Конечная ширина этой зоны дает возможность использовать при возбуждении излучение с широким спектром. Возбужденные атомы быстро переходят с уровня 3 на уровень 2, причем этот переход происходит безызлучательно. При отсутствии воздействия внешнего стимулируюш его излучения возбужденные атомы переходят с уровня 2- в основное состояние спонтанно с излучением когерентного света. [c.128]

Совершенно очевидно, что такие ультракороткие импульсы (УКИ) дали исследователям уникальную возможность прямого наблюдения и измерения самых различных быстропротека-ющих процессов с временным разрешением, определяемым длительностью УКИ. Содержанием актуальнейшей области квантовой радиофизики и электроники, условно называемой пикосекундные явления , стали не только проблемы получения УКИ, но также их многочисленные применения в различных областях научных исследований. Это прежде всего так называемая пикосекундная спектроскопия, т. е. спектроскопия с временным разрешением, определяемым длительностью УКИ. Исследования проводятся по схеме возбуждение—проба , а именно образец первым (возбуждающим) импульсом переводится в исследуемое состояние, а с помощью второго (пробного), задержанного на нужный промежуток времени, фиксируется измененное состояние. По такой методике были проведены многочисленные исследования в области физики твердого тела, молекулярной физики, фотохимии и фотобиологии. В области электроники УКИ дают возможность точных измерений временных характеристик фотоприемников. Продемонстрирована возможность создания миниатюрных оптоэлектронных устройств с пикосекундным быстродействием. Поскольку УКИ несут значительную интенсивность в когерентных пучках, их с успехом используют для изучения нестационарных явлений нелинейной оптики и взаимодействия лазерного излучения с веществом. [c.5]

Особенно быстрые релаксационные процессы наблюдаются также при колебательных переходах в конденсированной фазе. Методы измерения времен продольной и поперечной релаксации Тит колебательных переходов в жидкостях и твердых телах были впервые разработаны Кайзером, Лоберо и сотр. [9.32, 9.45, 9.46], а также Альфано и Шапиро [9.47]. Подходящими для этого оказались различные процессы комбинационного рассеяния. Так, для измерения времени релаксации энергии Т образец возбуждался коротким одиночным импульсом с частотой вынужденного комбинационного рассеяния формировался стоксов импульс с частотой (os=(Ol—ojm и молекулы из основного колебательного состояния переводились в первое возбужденное колебательное состояние с энергией Й(Ом- Для регистрации наличия возбужденных молекул использовался слабый световой импульс с частотой 2 ыь- Наряду с другими процессами этот импульс вызывал в образце спонтанное некогерентное комбинационное рассеяние. Регистрируется вызванное возбужденными молекулами антистоксово рассеяние на частоте 0а = 2 , + (омИнтенсивность этого излучения пропорциональна населенности возбужденного колебательного уровня. Время Т может быть определено по зависимости спада интенсивности антистоксова сигнала от времени задержки между обоими импульсами (рис. 9.17). Аналогичным образом может быть измерено и время т. При этом используется то, что процесс вынужденного комбинационного рассеяния сопровождается не только изменением населенностей, но одновременно образованием интенсивной волны поляризуемости с частотой (Ом и волновым вектором —kg. Формирование этой когерентной волны протекает аналогично тому, как это имеет место при однофотонных явлениях, описанных в п. 9.1.2. После прохода световых импульсов волна поляризуемости распадается с временем релаксации фазы т. Эта релаксация может быть зарегистрирована при помощи когерентного антистоксова [c.347]

Если создать такие условия, что в возбужденном состоянии будет избыток молекул по сравнению с равновесным больцма-новским распределением, то один вынуждающий квант света вызовет цепную реакцию умножения- > квантов. Этот процесс практически реализуется в квантовых генераторах — лазерах, создающих мощное когерентное узконаправленное излучение, которое находит широкое практическое примененпе в науке и технике (подробнее см. раздел II, 10). [c.43]

В заключение этой главы мы вкратце обсудим один интересный, на наш взгляд, механизм усиления или генерации акустического поля, который до недавнего времени изучали лишь в электромагнитных науках -электронике, квантовой радиофизике. Речь идет о коллективном поведении нелинейных резонансных систем - осцилляторов, которые в начальном состоянии колеблются некогерентно, со случайно распределенными начальными фазами, но на некотором зтапе частично синхронизируются за счет нелинейной подстройки фазы, генерируя когерентное поле или усиливая когерентную затравку. Так происходит, например, сверх излучение Дикке, создаваемое системой возбужденных атомов [Желез [c.214]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...