Перехода вероятность при двухфотонном поглощении

При определении формы отдельных или редко повторяющихся импульсов необходимо полностью снять корреляционную функцию за время следования отдельного импульса. В этом случае высокое временное разрешение и большая чувствительность достигаются при применении метода двухфотонной люминесценции. Типовая схема измерений показана на рис. 3.12. Молекулы возбуждаются одновременным поглощением двух фотонов— двухфотонным поглощением, после чего имеет место люминесцентное излучение света, длина волны которого может быть короче длины волны возбуждающего света. Процесс поглощения может считаться безынерционным при условии, что обратная ширина однородно уширенной линии мала по сравнению с длительностью импульса. При двухфотонном поглощении вероятность перехода пропорциональна квадрату интенсивности света в месте расположения молекулы, т. е. четвертой степени напряженности поля. Для сред, время жизни которых в возбужденном состоянии велико по сравнению с длительностью импульса, населенность верхнего уровня 2 как функция координаты 2 при двухфотонном поглощении определяется следующим выражением [c.120]

Двухфотонное поглощение. Вероятность перехода в единицу времени на уровень а = 1 при двухфотонном поглощении определяется формулой [c.253]

В качестве конкретного примера предсказаний, относящихся к общим двухфотонным процессам, мы уже вывели в разд. 2.22 скорость изменения вероятности перехода при двухфотонном поглощении в атом- [c.322]

Полное значение этого приближенного метода раскрывается благодаря возможности сравнительно простого представления операторов взаимодействия для нелинейных процессов. Покажем это на примере нелинейного процесса низшего порядка (га = 2), а именно двухфотонного поглощения он может служить моделью для всех других процессов. При вычислении вероятности перехода для процессов га-го порядка мы будем [c.193]

В отличие от случая кулоновского потенциала, коэффициент пропорциональности С в этой оценке сильно зависит от положения промежуточного состояния в непрерывном спектре по отношению к границе непрерывного спектра. Например, вероятность двухфотонного надпорогового зрё-перехода отлична от нуля в пороге однофотонной ионизации, когда первый фотон попадает точно в границу непрерывного спектра. При этом вероятности двухфотонного 5р5-перехода и однофотонного р-перехода равны нулю. Следовательно, в этом случае /с = О, а в окрестности указанного значения частоты весьма мала. В работе [7.9] величина критической интенсивности рассчитывалась численно для случая короткодействующего потенциала. Результаты численных расчетов [7.9] и аналитических оценок работы [7.8] находятся в согласии друг с другом. Результат (7.6) согласуется также с выражением Риса для безразмерного параметра интенсивности 2 = определяющего вклад надпорогового поглощения фотонов в [c.169]

До сих пор мы рассматривали поглощение в тонком слое двухфотонного поглотителя или исследовали влияние отдельных атомов на фотоны резонансной моды в зависимости от времени. При этом полуклассическое и последовательное квантовое рассмотрение приводили к совпадающим результатам, относящимся к доступным экспериментальной проверке соотношениям (например, для скоростей изменения вероятностей переходов) и значениям важных параметров. [c.325]

Многофотонная ионизация уже была упомянута во введении к настоящему разделу как частный случай многофотонного поглощения в соответствии с этим мы рассмотрим вероятность перехода при этом процессе, исходя из результатов п. 3.132. Обсудим (без существенного ограничения общности) случай, когда атомная система облучается светом только одной моды. Тогда вероятность перехода в единицу времени, например, для двухфотонных переходов между дискретными уровнями определяется формулой [c.326]

На первой ступени электрон, поглощая фотон частоты о) и поляризации 61, переходит в промежуточное, виртуальное состояние на второй ступени он, поглощая второй фотон частоты а и поляризации е , переходит в конечное состояние. Вероятность таких процессов очень мала, так что необходимы источники света высокой интенсивности (лазеры). Их значение заключается не в том, что, наряду с прямыми и непрямыми переходами, они дают еще один механизм поглощения, а, скорее, в том, что для двухфотонных процессов существуют, по сравнению с однофотоннымн, другие правила отбора. Переходы, которые ие наблюдаются в нормальном спектре, могут быть измерены при двухфотонном поглощении. [c.274]

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]

СТИ ИХ изменения [ср. уравнения (3.16-9) и (3.16-17)] путем введения функции формы линии это можно сделать довольно просто — по аналогии с выводом уравнения (3.13-16). Кроме того, мы будем теперь рассматривать только вынужденное комбинационное рассеяние, пренебрегая вкладами спонтанных эффектов в вероятности переходов. При этих условиях последовательная квантовая теория приводит в широкой области применений к результатам, эквивалентным результатам полуклассической теории. В этой связи полезно напомнить, что такая же корреляция между этими теориями суш,е-ствует в случае двухфотонного поглощения. В этом можно непосредственно убедиться из сравнения уравнений (3.13-10) и (3.13-17) для мощности, поглощаемой в единице объема. Формальная процедура изложенного ниже полуклассического рассмотрения вынужденного комбинационного рассеяния также в известной мере аналогична трактовке другого двухфотонного процесса — двухфотонного поглощения, которое также может быть описано полуклассически, если воспользоваться восприимчивостью третьего порядка. Здесь необходимо указать еще на условие применимости изложенной ниже полуклассической теории вынужденного комбинационного рассеяния в среде должны существовать две (или больше) когерентные волны, по крайней мере лазерная волна и стоксова волна построение процесса вынужденного комбинационного рассеяния из шума не может быть описано без дальнейших допущений. Оно используется при таких экспериментальных методах, при которых входное излучение состоит только из лазерной волны (ср. ч. I, разд. 4.221). Однако такое описание становится возможным в последовательной квантовой теории при учете спонтанной компоненты мы вернемся к этой проблеме при обсуждении применений в п. 3.162. [c.362]

При помощи двухфотонного поглощения, подобно тому как это делается в случае однофотонного поглощения, могут проводиться эксперименты па насыщению и по измерению продольного времени релаксации соответствующего перехода. Экспериментальная трудность заключается в том, что для достижения больших вероятностей переходов. должно выполняться условие или Г-, а для этого, вообще говоря, необходимы очень большие интенсивности, которые во многих материалах уже могут приводить к их разрушению. По этим причинам трудно, например, применить двух- или многофотонное поглощение для накачки ультрафиолетовых лазеров с достаточной эффективностью. Наобо [c.433]

Предположим, что в резонатор помещена полупроводниковая пластинка, ширина запрещенной зоны которой АЕ удовлетворяет условию На <. АЕС 2Йш, где ш — частота рабочего перехода в активной среде. В случае, например, рубинового лазера указанное условие выполняется для С(15, а в случае неодимовых лазеров — для Сс15е, ОаАз. При помощи оптического затвора включим добротность резонатора и тем самым дадим начало росту интенсивности излучения, генерируемого в активном элементе. По мере роста интенсивности излучения будет расти вероятность двухфотонного поглощения этого излучения в полупроводниковой пластинке иными словами, прозрачность пластинки для генерируемого излучения будет уменьшаться. Чем сильнее будет поглощаться свет в полупроводнике, тем сильнее будет затормаживаться нарастание плотности фотонов в резонаторе и, следовательно, тем сильнее будет замедляться увеличение вероятности индуцированных переходов. В результате процессы снятия инверсии в активной среде и формирования светового импульса растянуты во времени. Длительность генерируемого импульса возрастает при уменьшении скорости включения добротности и при увеличении энергии в импульсе накачки. [c.285]

В случае линейной спектроскопии интенсивность возбуждающего света мала и вероятность вынужденных переходов заметно меньше спонтанных, описьшаемых константой 1/Ti. Тогда в первом неисчезающем приближении по приходим к такой простой формуле р (Д, оо) = k (Д), т. е. полный двухфотонный коррелятор совпадает с вероятностью поглощения в единицу времени фотона хромофором, взаимодействующим с фононами и туннелонами. Функция k A) определяет, очевидно, форму полосы поглощения при условии, что падающий на образец свет не очень интенсивен. [c.96]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...