Излучение вынужденное плотность энергии

Количество атомов, переходящих спонтанно за единицу времени с верхнего возбужденного уровня на нижний, пропорционально их числу N2 и равно A 2 N2. Количество атомов, переходящих с верхнего уровня на нижний под воздействием излучения, пропорционально числу возбужденных атомов N2 и спектральной плотности энергии падающего (теплового) излучения гд,, т- Число вынужденных переходов возбужденных атомов на ниж- [c.143]

Если атом находится в верхнем энергетическом состоянии, то вероятность перехода его в состояние с меньшим значением энергии имеет две составляющие. Первая зависит от свойств атома и не зависит от внешних факторов вторая линейно зависит от плотности энергии излучения, соответствующей частоте перехода. Первая составляющая определяет спонтанное излучение, вторая —- вынужденное (индуцированное) излучение. Вероятности спонтанного и вынужденного излучений определяются коэффициентами Эйнштейна А и В. [c.8]

Создание лазеров — источников когерентного света, основанных на использовании вынужденного излучения в атомных системах,— оказало большое влияние на развитие различных областей науки и техники. Замечательные свойства лазерного излучения, к которым относятся высокие плотности энергии и мощности излучения, исключительно высокая направленность, возможность фокусировки излучения в пятно малого размера, широкий диапазон регулирования временных и энергетических параметров, превратили лазерный луч в уникальный по своим возможностям и надежный инструмент для выполнения различных технологических операций и научных исследований. [c.3]

При рассмотрении вынужденного излучения будем считать, что согласно Эйнштейну вероятность перехода за единицу времени пропорциональна спектральной плотности энергии стимулирующего излучения р , следовательно, [c.125]

При вынужденном излучении испускание фотона вызвано уже существующим полем излучения, причем, как и в случае спонтанного излучения, атом переходит из состояния 2 в состояние 1. Но изменение во времени вероятности населенности возбужденного состояния теперь пропорционально спектральной плотности энергии ( энергия на единицу объема и на единичном частотном интервале) i7(o((i)2i) уже существующего поля излучения на частоте перехода 2ь [c.17]

Таким образом, коэффициенты Эйнштейна для вынужденного излучения и поглощения оказываются равными. (Для вырожденных уровней с кратностями вырождения и g2 имеет место более общее соотношение Отметим еще раз, что для получения более точной формулы для излучения (1.13) оказалось совершенно необходимым ввести в рассмотрение два различных процесса излучения, а именно спонтанное и вынужденное излучение. При постоянной спектральной плотности энергии доля индуцированного излучения убывает по мере возрастания частоты. [c.19]

Оценим плотность энергии излучения, при которой вероятности вынужденных переходов сравняются со спонтанными. Пусть спектральная ширина вынуждающего излучения существенно уже полосы люминесценции, т.е. р (V) = р (го)б (V — Го), где б (V — VQ) — дельта-функция Дирака. Тогда, согласно (4.2), отношение вероятностей вынужденных и спонтанных переходов в максимуме кривой люминесценции на частоте имеет вид [c.27]

Переменная составляющая вероятности перехода линейна зависит от плотности энергии внешнего поля на частоте перехода. Такое поле повышает вероятность перехода, вызывая так называемое вынужденное или индуцированное (эйнштейновское) излучение. Индуцированное излучение есть результат взаимодействие фотона с возбужденным атомом, которое приводит к испусканию атомом второго фотона. Таким образом происходит умножение фотонов. Основным отличием индуцированного излучения от спонтанного является высокая степень его когерентности (фазового совпадения). [c.158]

Атом в верхнем энергетическом состоянии может также из-л чать при вынужденном процессе. В этом случае вероятность перехода в единицу времени пропорциональна плотности энергии поля излучения (в единице объема в единичном частотном интервале) на резонансной частоте, которая соответствует двум атомным состояниям, участвующим в переходе. Скорость вынужденного испускания равна [c.25]

А 2 - 1) — вероятность спонтанного испускания — первый коэффициент Эйнштейна В 2 -> 1) — коэффициент вынужденного излучения — второй коэффициент Эйнштейна И (2 -+ 1) =, Л(2 - 1) -ь ршВ(2 -+ I) — полная вероятность испускания кванта электромагнитного излучения hu>, где р — плотность энергии существующего в полости электромагнитного излучения [c.279]

Первый член в левой части уравнения (4.1) описывает скорость изменения плотности энергии поля излучения в спектральном интервале v,v с1у), второй член представляет дивергенцию потока энергии, а три члена в правой части уравнения учитывают спонтанное и вынужденное излучение источники) и поглощение сток) соответственно. В большинстве случаев, представляющих интерес для лазерного дистанционного зондирования, достаточно рассмотреть стационарное состояние. Кроме того, часто можно ограничиться рассмотрением излучения, распространяющегося в малом телесном угле ДО (около направления, которое мы будем считать направлением оси г). При этом уравнение (4.1) примет существенно упрощенный вид [c.138]

Прежде чем перейти к изложению сущности, укажем на различие трех выше указанных дифракционных методов. Оно обусловлено различной силой взаимодействия рентгеновского, электронного и нейтронного излучений с веществом. Рентгеновское электромагнитное излучение при прохождении через кристалл взаимодействует с электронными оболочками атомов (возникающие вынужденные колебания ядер вследствие их большой массы имеют пренебрежимо малую амплитуду), и дифракционная картина связана с распределением электронной плотности, которую можно характеризовать некоторой функцией координат р(л. у, z). В электронографии используют электроны таких энергий, что они взаимодействуют, главным образом, не с электронными оболочками атомов, а с электростатическими потенциальными полями ф(х, у, Z), создаваемыми ядрами исследуемого вещества. Взаимодействие между двумя заряженными частицами (электроном и ядром атома) значительно сильнее, чем между электромагнитным излучением и электронной оболочкой атома. Поэтому интенсивность дифракции электронного излучения примерно в 10 раз сильнее, чем рентгеновского. Отсюда понятно, почему получение рентгенограмм часто требует нескольких часов, электронограмм — нескольких секунд. [c.36]

Благодаря этому электроны в металле начинают раскачиваться , амплитуда их вынужденных колебаний возрастает. При достижении достаточно большой энергии электрон покидает катод, т. е. происходит внешний фотоэффект. Однако объяснить количественные закономерности фотоэффекта оказалось невозможно. Амплитуда вынужденных колебаний электрона в волновой картине излучения пропорциональна амплитуде колебаний вектора напряженности электрического поля падающей на катод электромагнитной волны. Плотность светового потока энергии прямо пропорциональна квадрату амплитуды колебаний напряженности электрического поля волны. Следовательно, максимальная скорость покидающих катод фотоэлектронов должна увеличиваться с возрастанием плотности светового потока энергии. В действительности же скорость фотоэлектронов не зависит от нее. Не согласуется также с волновыми представлениями очень малое время запаздывания в фотоэффекте. Время запаздывания, которое дают расчеты, оказывается во много раз большим экспериментальной верхней оценки времени запаздывания. Наличие граничной частоты [c.21]

Обозначим отнесенную к единице времени и единице спектральной плотности излучения вероятность того, что атом вынужденно, под воздействием внешнего поля излучения, перейдет из состояния п в состояние т с излучением фотона, энергия которого йоз = — Число атомов, вынужденно перешедших в единице объема в единицу времени с уровня п на уровень т, [c.74]

Коэффициент спонтанного перехода определяет вероятность спонтанного перехода изолированного атома в единицу времени с уровня m на уровень п. Коэффициенты вынужденного излучения и поглощения определяют вероятность соответствующих переходов в единицу времени при воздействии на атом потока энергии со спектральной плотностью, равной единице. [c.7]

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]

Теплообмен вынужденной конвекцией при течении прозрачной жидкости в канале в настоящее время изучен достаточно хорошо. Основные теоретические положения и обзор имеющихся в литературе работ можно найти в ряде известных монографий, например [1—3]. В случае вынужденной конвекции при течении излучающей, поглощающей и рассеивающей жидкости при температурах, встречающихся в технических приложениях, уравнения неразрывности и движения остаются неизменными по причинам, изложенным в гл. 13. В уравнении энергии, однако, появляется дополнительный член — дивергенция вектора плотности потока результирующего излучения. [c.581]

Прохождение света через среду. прохождении света через среду осуществляется обмен квантами между пучком света и атомами среды посредством вынужденных переходов и спонтанное испускание квантов. Обозначим частоту излучения, концентрации атомов на верхнем и нижнем уровнях соответственно со, N1, /Уо (см. рис. 273). Спектральную объемную плотность излучения частоты со обозначим иь. Она изменяется в результате вынужденного поглощения квантов атомами среды, благодаря чему плотность потока уменьшается, и вследствие вынужденного излучения атомов, приводящего к увеличению плотности Закон сохранения энергии при вынужденных переходах на основании (50.34) записывается в виде [c.309]

Пусть осциллятор находится в замкнутой полости, заполненной равновесным излучением с температурой Т. Под действием поля излучения со сплошным спектром U T) он совершает вынужденные колебания. Благодаря резонансным свой твам осциллятора эти колебания будут иметь заметно отличную от нуля амплитуду лишь в узкой области частот вблизи собственной частоты осциллятора Шо. При этом поглощаемая осциллятором мощность Р огл может быть выражена через значение спектральной плотности излучения на частоте шо. В динамическом равновесии с излучением поглощаемая мощность Р огл в среднем равна испускаемой осциллятором мощности Р сп, которая, в свою очередь, может быть выражена через среднюю энергию <е) осциллятора при температуре Т. Таким путем можно связать U, XT) со средней энергией <е> теплового возбуждения осциллятора. Последняя вычисляется методами статистической механики. Так как все это справедливо для осциллятора с произвольным значением шо, то такой путь позволяет рассчитать спектральную плотность равновесного излучения на всех частотах. [c.426]

Пусть /(ю) является интенсивностью падаюш его, проинтегрированного по всем направлениям, излучения в эргах на 1 см в секунду на единицу интервала частот в окрестности резонансной частоты. Она равна плотности лучистой энергии, деленной на скорость света (см. 10.2). Тогда вероятность вынужденного испускания за секунду (см. работу [5], стр. 247) определяется выражением [c.144]

Естественная вентиляция радиоэлектронной аппаратуры (рис. 1-6, б) осуществляется за счет разности плотностей холодного снаружи и нагретого внутри аппарата воздуха при условии, что в его корпусе имеются специальные вентиляционные отверстия. Прн этом наружная поверхность корпуса аппарата отдает тепловую энергию в окружающую среду благодаря излучению и естественной или вынужденной конвекции. Вентиляционные отверстия выполняются в виде обычных отверстий, решеток, жалюзи. Отверстия в крышке аппарата могут быть прикрыты вентиляционными грибками. Вентиляционные отверстия часто закрывают защитными сетками, которые одновременно служат электромагнитными экранами (рис. 1-7), иногда вместо сеток устанавливают пылезащитные фильтры. При естественной вентиляции выделяющаяся в аппарате тепловая энергия конвекцией передается протекающему через него воздуху и уносится из аппарата. Часть тепловой энергии рассеивается в окружающую среду внешней поверхностью корпуса. [c.17]

Сказанное означает, что мощность излучения, поглощаемая газом при переходах п т, должна равняться мощности, излучаемой при обратных — вынужденных и спонтанных — переходах. Выполнение этого условия обеспечивает неизменность и спектральной плотности энергии излучения (для частоты сотя), и среднего числа атомов в состояниях т, п. Итак, в состоянии термодинамического равновесия должно выполняться равенство [c.735]

Коэффициент Эйнштейна для поглощения Bjj — коэффициент пропорциональности между вероятностью вынужденного оптического перехода атома (иона, молекулы) из состояния i в состояние J, сопровождаюгцегося поглощением энергии, и спектральной объемной плотностью энергии излучения, вынуждающего переход (dim5i, = LM , Г5,Л = = 1 м ж-с )). [c.194]

Соотношение (2.107) позволяет вычислить коэффициент А, если известен коэффициент В вынужденного излучения в поле излучения черного тела. Этот коэффициент нетрудно найти из выражения (2.39), которое справедливо для монохроматического излучения. Плотность энергии излучения черного тела с частотой от V V + dv можно записать как pvdv. Если предположить, что такое излучение заменяется монохроматической волной той же мощности, то соответствующая вероятность перехода dW получается заменой в выражении (2.39) р на pvdv. Интегрируя это выражение в предположении, что по сравнению с распределением плотности pv (см. рис. 2.3) функцию g <(Av) можно аппроксимировать б-функцией Дирака, мы получаем [c.63]

На рис. 8.4 построена также прямая, вычисленная по формуле (8.35) и представленная второй штриховой линией. Заметим, что при больших входных плотностях энергии выходная плотность энергии линейно зависит от длины I усилителя. Поскольку Tsagt = Nolhv, каждый возбужденный атом испускает вынужденное излучение и, таким образом, вносит свой вклад в энергию пучка. Такое условие, очевидно, соответствует наиболее эффективному преобразованию запасенной энергии в энергию пучка поэтому во всех тех случаях, в которых это практически осуществимо, используются конструкции усилителя, работающего в режиме насыщения. [c.488]

Уже в первые годы после открытия лазера такие замечательные свойства его излучения, как исключительно высокие когерентность, направленность и интенсивность излучения, получение значительных плотностей энергии как в непрерывном, так и импульсном режимах, привлекли внимание не только научных работников, занимающихся разработкой и исследованием лазеров, но и инженерно-технического персонала с точки зрения широкого применения лазеров для практических целей в науке и lex нике. Это явилось одной из причин того, что с начала своего возникновения лазерная техника развивалась исключительно высокими темпами. За несколько лет своего существования она достигла весьма высокого уровня развития. С момента создания первого генератора электромагнитных волн основанного на использовании вынужденного излучения активных молекул, предложенного Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым, открылась возможность создания подобных генераторов в широком диапазоне длин волн, включающих в себя всю видимую часть спектра. Впоследствии усилиями ученых различных стран мира было создано весьма большое число различных типов лазеров, работа" ющих в диапазоне от рентгеновской части спектра до длин волн принадлежащих СВЧ диапазону, т. е, включающих всю инфракрасную часть спектра. В настоящее время существует большое число различных типов лазеров, в качестве рабочих тел в которых используются вещества, находящиеся во всех видах агрегатного состояния (твердом, жидком и газообразном). В различных типах лазеров при этом применяются и различные методы накачки оптическая, электрическая, химическая, тепловая и др. Различаются лазеры и по режиму работы, помимо обычных (непрерывного и импульсного) режимов лазеры работают также и в специфических режимах (гигантских импульсов и синхронизации мод). [c.3]

Из (4.4) видно, что вероятности вынужденных и спонтанных переходов уравниваются при плотности фотонов т вынуждающего излучения, совпадающей с точностью до л с числом, равным объемной плотности колебаний электромагнитного поля в полуширине полосы люминесценции. Если Аг = 0,1 см 10 см" получаем т = =4 10 фотонов см" , что соответствует объемной плотности энергии излучения р(гд) 4 10Дж см" . [c.28]

Третьим условием эффективного сжатия является высокий коэф< фициент преобразования энергии в этом процессе. Для этого не обходимо, чтобы плотность энергии стоксова излучения на входа в нелинейную среду была сравнима с характерной плотностью энер. ГИИ, при которой происходит ее эффективный съем. В обычных ус№ ливающнх средах таким параметром является плотность энергии насыщения Для процессов усиления при вынужденном рассел НИИ также можно ввести плотность энергии насыщения вр> вЫ, ражен ие лтя которой имеет следующий вид [54] [c.218]

Одним из нелинейных процессов, ограничивающих интенсивность излучения, является вынужденное рассеяние. В стекле может развиваться как вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна (ВРМБ), так и вынужденное комбинационное рассеяния (ВКР). В стационарном случае, для импульсов длительностью более 20 не, погонный инкремент усиления ВРМБ выше, и оно будет доминировать над ВКР. Сделаем оценку плотностей энергии, на которых может проявляться ВРМБ [6]. Для этого будем считать, что усиление происходит в линейном режиме, т. е. по закону /п х= =/вх ехр(а ф/), где — эффективный коэффициент усиления, который может учитывать и насыщение а ф=/ Чп Со (Со — усиление па проход). Подставляя интенсивность усиливаемого излучения [c.242]

Пусть на систему трёхуровневых частиц, которую мы будем также называть системой рабочих частиц, достаточно долго падает излучение с плотностью и я о. частотой z 32, отвечающей переходу между состояниями с энергиям Е2 и (см. рис. 2.1). В результате этого воздействия система выйдет из термодинамического равновесия и населённости уровней П, П2,Щ примут некоторое стационарное значение п, п2,п , отличающееся от равновесного. Вводя вероятности переходов между состояниями (см. 2.1), найдём это новое распределение. Обозначим через fij — скорости оптических переходов между состояниями i и j, в которые вносят вклад как спонтанные, так и вынужденные процессы. [c.75]

Излучение связано с процессами перехода частиц с одного уровня энергии на другой. При этом возможны два пути. При вынужденном (индуцированном) испускании фотонов исходным процессом является поглощение падающего на частицы потока излучения. Под влиянием энергии этого потока, наряду с переходами частиц с низкого на высокий уровень существуют обратные переходы с высокого на низкий уровень 1. Поскольку энергия системы при этом уменьшается, имеет место вынужденное испускание квантов Ьсо. Число вынужденных переходов йПвын связано с объемной плотностью падающего излучения пзд, заселенностью исходного уровня энергии П/ (зависящей от функции распределения f —>П - =/ п, где п — полное число частиц) и временем йх [c.61]

Фотон, родившийся при перо соде т пролетая вблизи другого атома, может ноглотиться им, в результате чего произойдет переход п т. Если же атом уже находится иа уровне ш, то фотон может стимулировать переход т п. Пусть соответствующие вероятности процессов поглощения и вынужденного испускания в секунду на единичный частотный интервал равны рпш-л и dp исл- Эти вероятности пропорциональны числу фотонов с анергией й(0, присутствующих в единице объема (плотности фотонов) в любой заданный момент времени. Плотность энергии излучения, распространяющегося в угле с поляризацией а и частотой, лежащей в интервале (о), О) + с о>), e тьu , Q)dQd(J) так что плотность фотонов равна ЩdQ Таким образом снова опуская мы имеем [c.55]

Если квантовая система помещена в поле излучения с частотой V, близкой к пт (насколько должны быть близки частоты, мы вскоре увидим), то возможны два других радиационных процесса. Поле излучения может вызвать (или индуцировать) переход системы, находящейся в состоянии п ), в состояние т> с вероятностью В тр(г), где В,,т — коэффициент Эйнштейна для вынужденного излучения, а р(у)—спектральная плотность энергии поля излучения. Важным различием мсжд спонтанным и вынужденным излучением является то, что в последнем случае испутценное вынужденное излучение имеет тс же частоту, направление распространения и фазу, что и падающее излучение. Иными словами, индуцированный фотон идентичен падающему. [c.102]

Вынужденное испускание. Гипотеза Эйнштейна относительно вынужденного испускания состоит в том, что под действием электромагнитного поля частоты V молекула может, во-первых, перейти с более низкого энергетического уровня Е1 на более высокий 2 с поглощением кванта энергии кх = Е2— 1 (рис. 35.1,6) и, во-вторых, перейти с более высокого уровня 2 на более низкий 1 с испусканием кванта энергии Ау = 2— ( (рис. 35.1, в). Первый процесс принято называть поглощением, второй — вынужденным (индуцированным или стимулированным) испусканием. Скорость каждого из этих процессов пропорциональна соответствующим вероятностям 12 и 21 , где 12 и 21 — коэффициенты Эйнштейна для поглощения и вынужденного испускания и — спектральная плотность излучения. Согласно принципу детального равновесия при термодинамическом равновесии число квантов света йп, поглощенных за время (11 при переходах / —>- 2, должно равняться числу квантов с1п2, испущенных в процессе обратных переходов 2- 1. Число поглощенных квантов согласно Эйнштейну пропорционально спектральной плотности радиации и и числу частиц П на нижнем уровне [c.269]

Коэффициент Эйнштейна для вынужденного испускания Bji — коэффициент пропорциональности между вероятностью вынужденного оптического перехода атома (иона, молекулы) из состояния j в состояние /, сопровождающегося испусканием энергии, и спектральной объемной плотностью излучения, вынуждающего переход (dim5 , = LM 1Вц -= 1 М (Дж-С )). [c.195]

Количеств, характеристикой дп-фотонного процесса может служить вероятность соответствующего лг-фо-тонного перехода Для вынужденных М. п. в поло монохроматич. потоков излучения с частотами со,, й) ,. .., 01 вероятность можно представить в виде К т = ЛfnП n2...nJn, где П1,112,. .., n — плотности числа фотонов с соответствующими энергиями йо)2,. .., Йсот- Т. о., скорость вынужденных М. п. является нелинейной ф-цией интенсивности падающего поля. Константа Л зависит от вида энергетич. спектра поглощения вещества, типа М. п., частоты и поляризации падающего излучения. Если, напр., к.-л. из частот возбуждающего излучения или их комбинация оказывается близкой к частоте перехода из начального в промежуточное квантовое состояние, то величина а следовательно, и вероятность резонансным образом возрастают. При этом резко возрастает и скорость соответствующих ступенчатых процессов. Т. о., наличие промежуточных резонансов ведёт к одноврем. проявлению многофотонныл и ступенчатых процессов. Такая ситуация имеет место, напр., в случае резонансной флуоресценции, резонансного комбинац. рассеяния, резонансной многофотонной ионизации и т. д. [c.167]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...