Параметр вырождения фотонов

Параметр вырождения фотонов 47, 278 [c.405]

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]

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]

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]

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]

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]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...