Разностные частоты молекул

Полученное только на основании соображений симметрии уравнение (1.22-9) показывает, что эффекты второго порядка (например, получение второй гармоники и суммарных и разностных частот) не могут возникать в системах с центром инверсии. Однако, поскольку описание именно этих эффектов является особенно важным, мы не будем рассматривать модели, построенные по типу атома водорода или щелочного металла (обладающего инверсионной симметрией). Вместо таких моделей мы воспользуемся моделью, в которой центр тяжести оптического электрона расположен вне центра сферически симметричной системы (скажем, на оси х). Такое эксцентрическое положение равновесия определяется молекулярными или кристаллическими силами. Далее мы примем, что рассматриваемый оптический электрон в молекулярной или кристаллической системе принадлежит к электронам, образующим связь. Зависимость потенциальной энергии от смещения центра тяжести размазанного облака заряда оптического электрона определяется электростатическими и квантовомеханическими силами, обусловленными всеми взаимодействующими с ним носителями заряда, а также симметрией молекулы или кристаллической решетки предсказание детального хода потенциала для общего случая сделать невозможно, так как при тех или иных конкретных условиях могут иметь место самые разнообразные потенциальные функции. Однако возможно указать общее свойство интересующих нас типичных потенциальных функций по порядку величины квадратичные силы приближаются к линейным силам, если смещение центра тяжести достигает значения межатомного расстояния (Р 10- о м). Для силовых постоянных имеет место соотношение [c.111]

До сих пор предполагалось, что все рассматриваемые частоты, включая разностную сог = а> — соь , далеки от собственных частот молекул ( >о, так что нелинейные поляризуемости были действительными и слабо зависящими от частоты величинами. При этом, как и в случае ПР, матрица рассеяния (МР), связывающая операторы падающих и излучаемых полей, должна быть унитарной, и интенсивность рассеянного поля не зависит от температуры вещества. [c.231]

Двухфотонные переходы могут быть не только типа v=vo+vi. Существуют еще и разностные двухфотонные переходы v=vo—vi (рис. 1.17, д, е), при которых одновременно один квант света с частотой vo поглощается, а другой излучается. К такого типа двухфотонным переходам относится эффект комбинационного рассеяния света. Вероятности двухфотонных переходов очень малы. Если одна молекула совершает за 1 с в среднем 10 однофотонных переходов, то число двухфотонных переходов составляет примерно только 10 . Поэтому интенсивности спектров комбинационного рассеяния (сокращенно КР-спектров) очень малы, и они наблюдаются с большим трудом по сравнению со спектрами флуоресценции. [c.47]

Таким образом, сложение и вычитание частот невозможно в среде с центром инверсии, например в изотропной среде, состоящей из оптически неактивных молекул. Однако при наложении постоянного электртческого поля генерация второй гармоники становится возможной благодаря уничтожению инверсионной симмет1 1и (можно объяснить эту генерацию наличием не равной нулю компоненты Х, / (см. разд. 1.5)). Генерация суммарной и разностной частот возможна в растворе оптически активных молекул (см. разд. 1.4) [31, 32]. [c.13]

Тонкая структура линии рэлеевского рассеяния содержит дискретные линии, обусловленные рассеянием на тепловых волнах (рассеяние Мандельштама-Бриллюэна), расположенные симметрично относительно несмещенной компоненты. Рассеяние с изменением частоты связано с тем, что диэлектрическая восприимчивость х (э. также диэлектрическая проницаемость в = 1 + х) изменяется во времени вследствие тепловых акустических волн в веществе, характерная частота этих изменений равна г/д = и/2а, где и и а — скорость звука и постоянная решетки. Модуляция свойств среды приводит к появлению суммарной и разностной частот рассеянного света г/ г/д. Рассеяние с появлением спектральных компонент, смещенных по частоте относительно исходного излучения, является параметрическим процессом. Вероятность появления одного рассеянного фотона при облучении одной частицы (молекулы или атома) пропорциональна плотности потока квантов в пучке падающего света, но коэффициент пропорциональности (сечение рассеяния а) составляет по порядку величины всего лишь 10 ° см /ср. Отсюда получаем, что отношение интенсивности рассеянного света к интенсивности падающего /о составляет /5 / /о = = Аттапк, где п 10 см — концентрация атомов, к — толщина слоя. При прохождении светом расстояния 1 см в однородном прозрачном твердом теле рассеивается в полный телесный угол (4тг стерадиан) примерно 1з/1о 10 падающей интенсивности. [c.50]

В методе КАРС происходит четырехфотонное взаимодействие. Исследуемый образец облучается одновременно тремя лазерными пучками. Первый из лазеров имеет фиксированную частоту i/i. Частота света i/2, генерируемого перестраиваемым лазером, выбирается таким образом, чтобы разностная частота щ — U2 совпадала с частотой одного из типов колебаний молекулы ПММА (в данном случае uq 808 см ). Пучок третьего лазера с частотой i/3 рассеивается в объеме образца. При этом возникают стоксова составляющая с частотой [c.107]

Эти соотношения выражают ОЗК для процесса неунругого рассеяния при условии, что частоты со,, Юд, соь принадлежат полосе прозрачности. Если и разностная частота сог далека от собственных частот молекул, то МР эрмитова и в (8) отличны от нуля лишь первые ( вакуумные ) слагаемые, описывающие нерезонансное ГПР ( 7.1). [c.238]

Если интенсивность падающего света мала, в в-ве происходит спонтанное рассеяние света, обусловленное изменением движения микрочастиц в-ва под влиянием только поля падающей волны (см. Комбинационное рассеяние света, Мандельштама — Бриллюэна рассеяние). Интенсивность рассеянного излучения в 1 см в этом случае составляет лишь 10 —10 от интенсивности падающего света. При очень большой интенсивности падающего света проявляются нелинейные св-ва среды (см. Нелинейная оптика). На её микрочастицы действуют силы не только с частотой (О падающего излучения и с частотой (о рассеянного излучения, но также сила, действующая на разностной частоте А(о, равной частоте собств. колебаний микрочастиц, что приводит к резонансному возбуждению этих колебаний. Напр., рассмотрим вынужденное комбинационное рассеяние с участием внутримол. колебаний атомов. Под влиянием суммарного электрич. поля падающего и рассеянного излучений молекула поляризуется, у неё появляется электрич. дипольный момент, пропорциональный суммарной напряжённости электрич. поля падающей и рассеянной волны. Потенц. энергия ат. ядер при этом изменяется на величину, пропорциональную произведению дипольного момента на квадрат напряжённости суммарного электрич. поля. Вследствие этого внеш. сила, действующая на ядра, содержит компоненту с разностной частотой А со, что вызывает резонансное возбуждение колебаний атомов. Это приводит к увеличению интенсивности рассеянного излучения, что вновь усиливает колебания микрочастиц, и т. д. Таким образом, сам рассеянный свет стимулирует (вынуждает) дальнейший процесс рассеяния. Именно поэтому такое рассеяние наз. вынужденным (стимулированным). Интенсивность В. р. с. может быть порядка интенсивности падающего света. (О В. р. с. Мандельштама — Бриллюэна см. в ст. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние.) [c.96]

Уровень 3 относится к основному состоянию и = 0. В этом случае инверсная населенность получается при выполнении условия А кТ, При этом излучение накачки должно насыщать переход 1- 2. Этот случай реализует M/D-излучение. Частота генерации отличается от частоты накачки на один-два вращательных кванта ( вр == (/ + 1)> где В —вращательная постоянная молекулы). В этом случае получается максимальный энергетический КПД = Vr/Vjj. На рис. 3.2, б представлена схема ГЛОН с накачкой в основной полосе с частотой Vi и генерацией в разностной полосе, т. е. при переходе с уровня Ух = 1 полосы (моды) Vi на уровень = 1 полосы (моды) Vg. Возможна также столкно-вительная передача возбуждения с уровня Ug = 1 моды на обертон V2 — 2 моды Vg (если энергии этих уровней близки) с последующей генерацией при переходе с уровня V2 = 2 на уровень [c.127]

Форма и обозначения основных колебаний октаэдрической молекулы XYe были даны ранее на фиг. 51. Так как полносимметричным колебаниям обычно соответствуют наиболее интенсивные комбинационные линии, то представляется несомненным, что очень интенсивная комбинационная линия 755 см соответствует vi(aig ). Две слабые комбинационные линии, 644 и 524 см , соответствуют основным частотам ч (eg) и (f g) (из фиг. 51 следует, что > N5, причем является деформационной частотой). Две интенсивные инфракрасные полосы, 965 и 617 см"", соответствуют основным частотам va(/ij и V4 (/щ). Остальные слабые инфракрасные полосы могут быть интерпретированы, как указано в табл. 99, согласно Эйкену и Аренсу [310] (с небольшими изменениями). Существенно отметить, что в полном соответствии с правилами отбора (см. стр. 284) в инфракрасном спектре отсутствуют первые обертоны инфракрасных основных частот 2vs и 2vj. Интерпретация четырех слабых инфракрасных полос, 545, 730, 830 и 1205 см , как разностных полос неудовлетворительна ввиду отсутствия соответствующих суммарных составных полос. Частота неактивного колебания получена из измерений теплоемкости (см. Эйкен и Аренс [310]). Ее величина не особенно достоверна и подтверждается только слабыми составными полосами. Было бы желательным провести дальнейшее исследование инфракрасного спектра, особенно в более длинноволновой и более коротковолновой областях (по сравнению с областью, исследованной Эйкеном и Аренсом), и применить более высокую дисперсию. [c.362]

Полосы П — П (тип 3). К третьему типу относятся полосы, обусловленные колебательными переходами П — П, Д — Д, из которых вплоть до настоящего времени наблюдены только переходы П — П. Нет основных полос, которые соответствовали бы этому типу к нему относятся только разностные полосы, принадлежащие к серии, которая начинается полосой S — S (см. стр. 289). Например, если в верхнем и нижнем состояниях перехода 1—-О параллельного колебания возбуждено по одному кванту перпендикулярного колебания, то мы получаем полосу П -— П, частота которой, разумеется, очень близка к частоте перехода 1 — О (полоса Z-—i ). Полосы П — П могут наблюдаться в спектре поглощения только тогда, когда в первом возбужденном состоянии перпендикулярного колебания находится значительная доля молекул, и даже в подобном случае на эти полосы накладывается значительно более интенсивная полоса S — Е, к которой они принадлежат. Впервые этот тип полос был наблюден Герцбергом и Спинксом [441] для молекулы С Н. (на фиг. 106,(5 полоса показана короткими линиями в нижней части фигуры). Из фиг. 106, а явствует, что при низкой температуре полоса П — II исчезает, так в этом случае в первом возбужденном состоянии перпендикулярного колебания находится слишком малая доля молекул. [c.417]

Изменение координат атомов х ведет за собой изменение поляризуемости молекулы хс1а с1х, что, в свою очередь, приводит к появлению разностно стоксовой частоты со = сОц - О. Условия усиления для стоксовой компоненты выполняются для всех направлений распространения без ограничений на вОлнОвЫС [c.285]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...