Вырождение фотонов

Фотоны как частицы с целочисленным спином подчиняются статистике Бозе—Эйнштейна. Кроме того, обычные световые источники создают сильно невырожденные пучки света. Вырождение фотонов, характерное для лазерного излучения, приводит к флуктуациям интенсивности, которые превышают теоретические флуктуации, если рассчитывать поток фотонов на основе классической статистики Пуассона [20]. Роль параметра вырождения б (среднее число фотонов светового пучка в одном и том же квантовом состоянии или в одной ячейке фазового пространства) будет очевидна из того, что говорится ниже. [c.464]

Функция ж (м) называется функцией Планка или фактором вырождения фотонов с энергией Йм. Обычно ФДТ формулируют для симметризованной функции корреляции (ф + ф)/2, однако в оп- [c.68]

Параметр вырождения фотонов 47, 278 [c.405]

В-третьих, как следует из (3.4.13), условие невырожденности (3.4.9) для фотонных коллективов не выполняется. Это означает, что для фотонного газа невозможен переход к классической статистике. Фотонный газ всегда вырожден он всегда описывается квантовой статистикой Бозе — Эйнштейна. [c.83]

Фотоэмиссия из полупроводников, в полупроводниках ФЭ может быть обусловлена возбуждением электронов из валентной зоны, с уровней примесей, дефектов, поверхностных состояний и из зоны проводимости (в вырожденных полупроводниках п-типа). Для каждого из этих случаев пороговая частота имеет свое значение. Обычно, если иное не оговорено, под фотоэлектрической работой выхода понимают минимальную энергию фотонов, при которой начинается ФЭ из валентной зоны полупроводника (табл. 25.15). Это значение, как правило, превосходит работу выхода. Спектральная зависимость квантового выхода ФЭ вблизи порога в полупроводниках имеет вид [c.575]

Невырожденные и вырожденные коллективы. По характеру поведения в коллективе все микрочастицы можно разделить на две группы фермионы и бозоны. К фермионам относятся электроны, протоны, нейтроны и другие частицы с полуцелым спином 1/2 Й, 8/2 Й,. . . и т. д. к бозонам относятся фотоны, фононы и другие частицы, обладающие целочисленным спином О, Й, 2Й. . . [c.114]

Здесь Мя—масса ядра 7, и рс—центральные темп-ра и плотность, Lv—нейтринная светимость, L k — фотонная светимость, Л/ —радиус фотосферы цифры в скобках указывают порядок величины. У звёзд массой ок. 8 Мо образуется вырожденное углеродно-кислородное ядро массой 1,39 Мо, к-рое перед тепловой вспышкой характеризуется след, параметрами р, = 2,7 (9) г/см 7, =2,8 (8) К, г, = 3,4 ( —3)iio (г, — радиус ядра). Тепловые вспышки звёздных ядер, ведущие к полному разлёту звезды и выделению энергии 10 эрг, связывают с наблюдаемыми вспышками сверхновых типа 1, в спектрах к-рых водород не наблюдается, а в остатках взрыва не найдены пульсары. Вспышки сверхновых типа Ь. промежуточных между типами I и II (линии водорода почти не видны, но нейтронные звезды могут образоваться), связаны, видимо, с потерей устойчивости в ядрах звёзд промежуточной массы М = (8—13)А/о или с вхождением этих звёзд и двойные системы. [c.493]

Ясно, что газовый лазер представляет собой источник сильно вырожденного излучения. Влияние столь большого вырождения проявляется в том, что с точки зрения флуктуационных свойств лазерный пучок фотонов ведет себя аналогично волнам, а не частицам. Эффект группировки фотонов приводит к явлениям взаимодействия волн, которые можно понять, если считать, что излучение состоит из волн с разными частотами, взаимодействующих друг с другом. Биения приводят к взаимодействию волн, или избыточному фотонному шуму в лазерных пучках. [c.466]

Таким образом, химический потенциал фотонного газа в состоянии равновесия равен нулю (см. также задачу 7.9). Для бозонов нуль есть наибольшее возможное значение i. Это означает, что фотонный газ вырожден при любых температурах. [c.164]

Волновой параметр вырождения представляет собой просто среднее число фотонов на моду. Это как раз та величина, которая представлена выражением (9.3.18). Если рассматриваемое излучение имеет узкополосный спектр, то частоту V в этом выражении можно заменить частотой V, соответствующей центру спектра. Следовательно, параметр вырождения для излуче- [c.460]

Подчеркнем, что речь идет не о чисто механическом, а о теоретико-групповом объединении, которое позволило бы обосновать структуру мультиплета, выявить форму взаимодействий входящих в него частиц и т. д. ). Для обычных спектроскопических мультиплетов такую информацию дает подход, основанный на группе вращения. Применение теоретико-групповых методов предполагает, что имеется хотя бы приближенная инвариантность относительно преобразования группы, т. е. хотя бы приближенное вырождение мультиплета (совпадение масс входящих в него частиц). Но у перечисленных выше групп частиц нет ничего похожего — в них входят и массивные и безмассовые (нейтрино, фотон) частицы. Соответственно, здесь мы сталкиваемся с первой причиной, по которой наличие масс у элементарных частиц служит препятствием на пути создания их единой теории. [c.189]

Следовательно, если нет вырождения энергетических уровней, вероятности вынужденных переходов с излучением и поглощением кванта равны. Это означает, что фотон с одинаковой вероятностью может индуцировать излучение ансамбля частиц или быть поглощен им. [c.15]

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]

В последнем выражении ga я g — кратности вырождения состояний а и Ь Напомним, что согласно квантовой механике система может находиться в нескольких состояниях с одной и той же энергией. Такое энергетическое состояние называется вырожденным, а число возможных состояний с одной и той же энергией называется кратностью вырождения. Последняя запись связи между сечениями поглощения и излучения как раз и учитывает возможность вырождения энергетических состояний, связанных с процессом испускания и поглощения фотона. [c.64]

Такой же порядок величины имеет и вероятность распада фотона накачки на стоксов фотон и фонон при обычном КР в конденсированных средах. Заметим, что в (46) величины со з и а также X являются функциями угла рассеяния б , из-за связи А = 0. В некоторых вырожденных направлениях и- — и , и Ра резко возрастает. В этих направлениях крутизна перестроечной кри- [c.26]

Выбранная здесь последовательность излучения и поглощения фотонов (3, 2, 1) является одной из 6 = 3 возможных (вырожденный случай к = 2 мы исключаем), поэтому полная амплитуда [c.177]

При изложении теории частичной когерентности в ее связи с проблемами формирования изображения мы примем феноменологический подход. Как с классической, так и с квантовой точки зрения представляется вполне естественным, что возмущения в двух точках должны быть коррелированы в пространстве и во времени. Луч света с полосой частот излучения Av, испускаемый источником площадью сг, должен давать эффекты когерентности в области протяженностью с/А вдоль луча и в любых двух точках плоскости, перпендикулярной лучу, которые находятся в пределах дифракционного диска, соответствующего источнику 0 как отверстию дифракционной диафрагмы. В этом когерентном объеме реального пространства, соответствующем элементу фазового пространства, должно обнаруживаться фотонное вырождение. Хорошо известно, что свойства симметрии волновой функции бозонов при- [c.181]

X. п. явл. параметром в Гиббса большом каноническом распределении для систем с перем. числом ч-ц. В кач-ве нормировочной постоянной X. п. входит в распределения Больцмана, Бозе — Эйнштейна и Ферми — Дирака для ч-ц идеальных газов (см. Статистическая физика). В системах, в к-рых применима статистика Больцмана или Бозе — Эйнштейна, X. п. всегда отрицателен. Для ферми-газа X. п. при нулевой темп-ре положителен и определяет граничную Ферми энергию (см. Ферми поверхность) и вырождения температуру. Если полное число ч-ц в системе не фиксировано, а должно определяться из условия термодинамич. равновесия, как, напр., для фононов в тв. теле или для фотонов в случае равновесного теплового излучения, то равновесие характеризуется равенством нулю X. п. [c.838]

ПОГЛОЩЕНИЕ [резонансное гамма-излучения — поглощение гамма-квантов (фотонов) атомными ядрами, обусловленное переходами ядер в возбужденное состояние света < — явление уменьшения энергии световой волны при ее распространении в веществе, происходящее вследствие преобразования энергии волны во внутреннюю энергию вещества или энергию вторичного излучения резонансное — поглощение света с частицами, соответствующими переходу атомов поглощающей среды из основного состояния в возбужденное) ] ПОЛЗУЧЕСТЬ - медленная непрерывная пластическая деформация материала под действием небольших напряжений (и особенно при высоких температурах) ПОЛИМОРФИЗМ — способность некоторых веществ существовать в нескольких состояниях с различной атомной кристаллической структурой ПОЛУПРОВОДНИК (есть вещество, обладающее электронной проводимостью, промежуточной между металлами и диэлектриками и возрастающей при увеличении температуры вырожденный имеет большую концентрацию носителей тока компенсированнын содержит одновременно лонор ,1 и ак- [c.260]

Квантовые шумы могут существенно исказить результаты интерференц. опыта, если полное число фо-тонав, зарегистрированных в максимуме интерференц, картины, невелико. Т. к. при осуществлении интерференц. опыта можно собрать излучение с площади, имеющей порядок величины го, и проводить измерения в течение вре.мени т,,, то при этом будут использованы все фотоны из объё.ма = т. е. из объёма когерентности. Еслп ср. число N фотонов в объеме К., называемое параметром вырождения, велико, то квантовые флуктуации числа зарегистрированных фотонов относительно невелики и не оказывают существ, влияния на результат измерений. Если же N невелико, то эти флуктуации будут препятствовать измерениям. [c.395]

Параметр вырождения лазерного излучения можно вычислить на основе следуюш их соображений. Пусть — число фотонов, испуш енных световым источником по нормали к поверхности с единицы плош ади за единицу времени в единичный телесный угол в пределах малого частотного интервала Av со средней частотой v. Если излучаюш ая плош,адь источника равна 5, то можно показать [22], что в зависимости от определенной степени когерентности у будет суш ествовать плош,адь Л, нахо-дяш аяся на расстоянии R (по нормали от 5), такая, что на частоте V выполняется соотношение [c.465]

С каждым частотным интервалом Av связано время когерентности порядка l/Av в течение этого времени свет когерентен сам с собой. Таким образом, число фотонов с частотой v, прошедших за время когерентности через плоихадь когерентности, равно E /v . Считая свет от источника поляризованным, получаем, что это число и есть параметр вырождения [c.465]

Теперь применим (9.26) для определения вырождения излучения газового лазера с мощностью 1 вт, работающего на длине волны 514,5 нм при угловой расходимости 10 рад с шириной линии 10 гц и диаметре пятна 10" см. Яркость такого источника равна 1,67 10 вт1см стер, что соответствует плотности потока фотонов 4,2- 10 фотон см стер сек. Световое излучение поляризовано, и поэтому параметр вырождения равен [c.466]

Подобным же образом можно ожидать охлаждения и твёрдых образцов, например, легированных ионами СЫ щёлочегалоидов, накачивая переходы с большим значением Аи [17]. Для достижения этого, образец можно активировать двумя типами почти резонансных примесей и производить накачку той, энергия перехода которой окажется меньше. Если концентрация второй примеси значительно превышает концентрацию первой, то вероятность переноса возбуждения от первой примеси ко второй с участием фононов резко повышается. По существу, комбинация этих двух примесей представляет собой объект, у которого возбуждённое состояние образовано двумя уровнями, верхний их которых сильно вырожден, из-за чего система стремится покинуть это состояние, переходя в основное с излучением фотонов и охлаждая саму решётку кристалла. [c.47]

Отметим интересную особенность поскольку энергия фотона для случая, показанного на рис. 23, йю =13 мэВ < йсо о, реальный переход электрона сопровождается уменьшением его энергии Ef = Efj +п(о- nonQ. Поскольку электронный газ при низких температурах вырожден, состояния, находящиеся выше уровня Ферми, свободны, а находящиеся ниже — заполнены. Таким образом, поглощение с участием фононов должно отсутствовать. Действительно, при низких температурах поглощение определяется в основном рассеянием на примесях и несовершенствах интерфейса и падает с ростом температуры. При дальнейшем увеличении температуры резкий край распределения Ферми размывается и становятся возможными оптические переходы с участием фононов, которые и начинают доминировать при температуре порядка 200 К. При этом также растет и число заполнения фононов Ng, что приводит к увеличению интенсивности переходов с поглощением фононов и дополнительному росту поглощения. Следует обратить внимание на большие значения коэффициента поглощения, сравнимые с величинами, наблюдающимися при межподзонном поглощении. [c.79]

Таким образом, мы рассмотрели вырожденное четырехволновое смешивание в микрорезонаторах с квантовыми ямами. Последовательно проанализированы процессы нелинейного взаимодействия, аналогичные возникающим при насыщении двухуровневых переходов и при колебаниях ангармонического осциллятора, а также биэкситонный механизм нелинейности. Основные уравнения, описывающие динамику фотонной моды и диэлектрической поляризации экситона в квантовой яме, решены в режиме сильной экситон-фотонной связи для коротких световых импульсов. Для первых двух типов нелинейностей сигнал четырехволнового смешивания состоит из монотонной и осциллирующей компонент, убывающих экспоненциально с показателем, определяемым суммой фотонного и экситонного затуханий. Осцилляции для биэкситонной нелинейности включают затухающие обертоны Ю и 5, . [c.180]

Рассмотрим сперва случай, когда объем детектирования ( 4.6) равен объему когерентности а-поля. Радиус когерентности определяется поперечным размером излучающей области, т. е. диаметром накачки 2а в нашей модели, а длина когерентности — временем релаксации молекулярных колебаний. Из (28) при = 1, V — АаН, Айа = Айког = Щка) и времени счета = т находим, что среднее число тепловых а-фотонов в объеме когерентности, т. е. параметр вырождения для а-поля, отличается от фактора вырождения фононов коэффициентом Ро (ср. (4.6.41)) [c.242]

Число фотонов о определенном квантовом состоянии, испускаемых черным телом. Фотоны в данном квантовом состоянии занимают одну н ту ясе ячейку в фазово.ч пространстве. Числ/> фотонов в данном состоянии равно параметру вырождения б. Для числа фотонов, занимающих одну ячейку в фазовом пространстве, не существует предела, как не существует предела для интенсивности поля а классической теории. Число фотонов в данном состоянии определяется числом квантов, проходящих площадь когерентности за время когерентности т ог (гл. 10 2). Из (10.1) следует, что [c.47]

Смотреть страницы где упоминается термин Вырождение фотонов : [c.168] [c.245] [c.165] [c.403] [c.274] [c.367] [c.69] [c.408] [c.205] [c.46] [c.227] [c.450] [c.102] [c.192] [c.152] [c.208] [c.173] [c.47] [c.56] [c.278] [c.55] [c.98]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...