Плотность возбуждения в среде

Плотность возбуждения в среде 254, 255, 262 [c.405]

Активная среда NH3. Условия возбуждения импульсный разряд с высокой плотностью тока в NH3 при Р = 70 Ч- 120 Па оптическая накачка лазерами на NjO, СО2, HF [c.919]

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]

Конкретные схемы разрядов будут рассмотрены в последующих главах при описании различных типов лазеров. В этом параграфе остановимся лишь на некоторых особенностях конструкции и питания самостоятельных разрядов, обусловленных их физическими свойствами. Очень часто газоразрядные камеры технологических лазеров имеют прямоугольную геометрию и для однородного возбуждения среды необходимо обеспечивать равномерное протекание тока через катодные поверхности большой площади. Даже в отсутствие потока газа это можно сделать, если плотность тока в объеме равна или немного выше нормальной плотности тока для дан- [c.106]

Будем вначале, как и выше, считать, что равномерно возбужденная среда, связь между коэффициентом усиления которой и суммарной плотностью излучения выражается формулой (3.9), заполняет имеющий Щ1-линдрическую форму объем между зеркалами телескопического резонатора (рис. 3.15). Полагая также, что явления интерференции между потоками излучения, следующими в противоположных направлениях, не проявляются, и введя плотность излучения в безразмерных едини цах р = а/, перепишем (3.9) в виде [c.196]

В СОз-лазерах с электрическим возбуждением активной среды основным механизмом возбуждения, приводящим к инверсии, являются соударения электронов с молекулами активной среды. Поэтому длительность свободной генерации таких лазеров одного порядка с длительностями импульсов тока разряда %j. Техника мощного импульсного разряда, применяемая в СОа-лазерах, не позволяет формировать в молекулярных смесях меньше сотен наносекунд. При таких временных масштабах генерации (ту > Tg) уравнения (2.21) преобразуются в балансные уравнения (см. п. 1.3), в которых вместо 8 и Р определяется интенсивность излучения I I 88 ) или плотность фотонов р = //Й(Ог. Эти [c.66]

Эта концентрация возбужденных центров соответствует запасенной в среде плотности энергии (в Дж см ) [c.87]

Рассмотрим свойства вершинной части Г (/>,/> — q, q). При малых q эта вершина представляет процесс, в котором частица с импульсом р испускает длинноволновое возбуждение или фонон. Такая вершина обязательно должна быть пропорциональна величине импульса q испущенного фонона, поскольку с макроскопической точки зрения этот процесс представляет собой рассеяние возбуждения на колебаниях плотности (звук). В пределе бесконечно больших длин звуковых колебаний такое взаимодействие должно обращаться в нуль, поскольку в однородной среде возбуждение не рассеивается. Мы будем поэтому в области малых q пользоваться для Г(р, р — q, q) выражением [c.311]

Скорость возбуждения ( о) может быть функцией координат внутри активной среды, но на данном этапе мы не станем рассматривать эту связь в явном виде. Если предположить, что возбуждается только состояние а, то матрица плотности для активной среды определяется путем суммирования по всем интервалам времени, предшествующим времени наблюдения, т. е. [c.236]

В предыдущей главе мы столкнулись с тем, что плотность энергии и плотность потока энергии медленной волны пространственного заряда в электронном пучке отрицательны (см. (9.31), (9.32)). На первый взгляд это противоречит некоторым общим принципам. Действительно, например, на возбуждение электромагнитного волнового пакета в среде с дисперсией нужно затратить энергию поэтому, когда подкачка энергии извне прекращается, существующая в диспергирующей среде диссипация (хотя бы и малая) заставит перейти всю энергию [c.200]

Преобразователь, как правило, описывается в частотном масштабе посредством передаточной функции, которая в общем случае определена соотношением (7.29) в виде частотной зависимости отношения спектральных плотностей выходного и входного сигналов при синусоидальном возбуждении. Если преобразователь является генератором ПАВ, то входные сигналы электрические, а выходные — акустические если же преобразователь выполняет функцию детектора ПАВ, то ситуация обратная. Электрическими параметрами являются напряжение, ток и мощность, этим величинам эквивалентны соответственно акустические параметры сила, скорость и акустическая мощность . Под акустической скоростью подразумевают скорость частиц в среде, движение которых вызвано действием акустической волны. [c.311]

Другой важной особенностью лазеров является очень высокая плотность энергии их излучения по сравнению с обычными источниками. Последние ограничиваются температурами эквивалентных АЧТ всего в несколько тысяч градусов, в то время как плотности энергии в лазерных пучках соответствуют температуре АЧТ, превышающей К- В действительности, когда мы попытаемся описать населенность возбужденного состояния как некоторое тепловое равновесное распределение, окажется, что такое распределение должно характеризоваться отрицательной температурой. Последнее обстоятельство не должно смущать читателя, поскольку нельзя описывать неравновесное состояние лазерной среды с использованием каких-либо равновесных параметров. Таким образом, мы видим, что лазерное излучение (от ИК- до УФ-диапазона) имеет качественные отличия от излучения обычных источников. [c.164]

Современник Ньютона Гюйгенс выступил с другой теорией света ( Трактат о свете , написан в 1678 г., издан в 1690 г.). Он исходил из аналогии между многими акустическими и оптическими явлениями и полагал, что световое возбуждение следует рассматривать как упругие импульсы, распространяющиеся в особой среде — в эфире, заполняющем все пространство как внутри материальных тел, так и между ними. Огромная скорость распространения света обусловливается свойствами эфира (его упругостью и плотностью) и не предполагает быстрых перемещений частиц эфира. Из наблюдений над распространением волн по поверхности воды было известно, что сравнительно медленные движения частиц вверх и вниз метут давать начало волнам, быстро распространяющимся по поверхности воды. [c.18]

Активная среда Ne [4] (рис. 34.1). Условия возбуждения ионные переходы возбуждаются в импульсном разряде при плотности тока около 1 кА/см и Р =0,1 1 Па большинство атомных переходов возбуждается в смеси Ne (1 — 10 Па) и Не (70 Па) многие переходы возбуждаются в чистом Ne [c.897]

Активная среда Кг. Условия возбуждения почти все линии в криптоне можно возбудить в непрерывном режиме для ионизованного криптона необходима плотность тока 50—200 А/см или 7—10 кА/см вакуумный ультрафиолет) давление 1—30 Па [c.898]

Активная среда Хе. Условия возбуждения многие линии ионизованного Хе можно возбудить в непрерывном режиме плотность тока 70—200 А/см при импульсном возбуждении многие линии в видимой области спектра генерируются одновременно типичное давление (1 —10)-10 Па в атомарном Хе все линии длиннее 2,03 мкм можно возбудить в непрерывном режиме [c.898]

Активная среда О. Условия возбуждения все линии ионизованного О в импульсном разряде при 9=0,13- 13 Па и плотности тока 500—2000 А/см почти все линии атомарного О наблюдаются в непрерывном режиме в газовой смеси с Аг или Оа с Ne [c.902]

Активная среда Se. Условия возбуждения все линии возбуждаются в непрерывном режиме плотность тока 1,5—15 А/см газовая смесь Se(0,7 Па) и Не(0,8-1,1 кПа) [c.903]

Активная среда Nj. Условия возбуждения импульсный разряд высокой плотности в N2 при Р = 130- -500 Па. Возбуждение Nj электронным пучком (300—400 кэВ) при Р = 2,7 кПа, а также смеси Аг и N3 (рис. 34,7) при высоком давлении [c.906]

Явление насыщения усиления было рассмотрено выше для простого случая, когда генерация осуществляется на одной частоте. В Не—iNe-лазере, за исключением пороговой области, в генерации обычно участвует несколько продольных мод и часто также несколько поперечных мод. При длине резонатора 1 м частотные интервалы между соседними модами невелики, вследствие чего происходит значительное перекрытие провалов на кривой коэффициента усиления. Это соответствует случаю так называемого квазиоднородного насыщения усиления. Теоретическое рассмотрение насыщения усиления при этом оказывается достаточно сложным. Однако общий характер зависимости коэффициента усиления от плотности излучения остается неизменным. Если принять, что мощность насыщения Рц остается постоянной независимо от условий возбуждения активной среды, Рн = onst, то можно по-казать, что средняя мощность излучения в резонаторе ОКГ Р зависит от отношения К°1Кп [c.305]

Если элементарные возбуждения, возникающие под действием света,— электроны и дырки, то неоднородное освещение вызывает их неравномерную в пространстве генерацию, а диффузия обусловливает перераспределение электрич. заряда в среде. Вследствие этого возникает электрич. ноле Е (г), изменяющееся в пространстве (г — пространственная координата) в соответствии с распределением интенсивности света в интерференционной картине. В кристаллах без центра симметрии (см. Симметрия кристаллов) изменение п пропорц. полто Е Ап Е (линейный электрооптич. эффект см. Электрооптика). В этом случае положения максимумов плотности заряда, совпадающие обычно с положениями максимумов ингс1(с1гвн0сти интерференционной картины /(г), сдвинуты по фазе относительно максимумов Ап(г) на я/2 (нелокальность отклика среды). [c.624]

Хотя сходящиеся волны неминуемо распадаются, они играют большую роль в теории Hey Tof 4HBbix резонаторов. Из того же рис. 2.22 ясно, что если в резонаторе по каким-либо причинам, например вследствие краевых эффектов, возникает близкая к сходящейся волна, то на протяжении нескольких первых обходов весь переносимый ею поток излучения целиком остается внутри резонатора. За это время плотность потока излучения, относящегося к основной расходящейся волне, успевает уменьшиться во много раз. В результате относительная интенсивность попавшего в сходящуюся волну света соответственно возрастает (отметим, что при наличии возбужденной активной среды этот свет усиливается не только по относительной, но и по абсолютной интенсивности). По мере приближения к сходящейся волне этот выигрыш в интенсивности, а с ним и роль рассеянного света становятся все более значительными. [c.115]

Если зеркала квадратны, то моды с поперечными индексами т, пип, т остаются вырожденными. При круглых зеркалах частичное вырождение также остается одинаковыми комплексными частотами продолжают обладать моды, различающиеся лишь видом аз1шутального множителя (ехр( %), ossinh). Дополнительные возмущения могут снять и это вырождение. Так, если в резонатор ввести источники поглощения с малой плотностью порядка os /tp, то каждая такая группа расщепится на две моды с азимутальными множителями, близкими к os и sin/(/ , причем потери у первой из них оказываются большими, чем у второй. Если добавить еще и равномерно возбужденную активную среду, то генерация [c.151]

Пример совсем другого рода являют собой газодинамические и другие непрерьюные лазеры с движущейся средой. Понятие локальной эффективности здесь вообще не может существовать среда, подчас возбужденная заранее, пролетает через пучок генерируемого излучения, и число прореагировавших с пучком атомов может быть рассчитано только исходя из знания распределения излучения в целом. Если среда движется поперек оси резонатора, невозможно также рассчитать заранее (как в приведенном выше примере) плотность излучения на оси системы, поскольку инверсная населенность на оси зависит не от этой плотности, а от всей предыстории долетевшей сюда среды, в частности от плотности поля на всем пути ее следования. Сходные закономерности имеют место и при оптической накачке в тех случаях, когда коэффициент ее поглощения в среде существенно зависит от плотности излучения генерации. [c.198]

Своеобразный характер в случае газовых активных сред приобретает такой общий метод создания инверсии, как оптическая накачка. В силу малой плотности газов их резонансные линии поглощения узки. Поэтому оптическая накачка может быть эффективна, если источник накачки достаточно монохроматичен (обычно используются лазерные источники). При электроннолучевом возбуждении газовых сред происходит ионизация газа электронами высокой энергии. Основное преимущество электронного пучка связано с его высокой проникающей способностью, что позволяет вводить значительную энергию в активную среду с большим давлением. Электронный пучок в газовых лазерах может выполнять различные функции. Чаще всего его используют для создания объемнооднородных газовых разрядов. Однако пучок электронов можно использовать и непосредственно для создания инверсной заселенности в газовых системах. Поскольку основная часть энергии, теряемой быстрыми электронами в газе, расходуется на ионизацию атомных частиц, то наиболее эффективные механизмы преобразования энергии пучка в энергию возбу- [c.42]

Прямой расчет избыточной низкоэнергетической плотности колебательных состояний в среде с флуктуируюш ими упругими константами, выполненный [22] в рамках теории возмуш ений по малым флуктуациям, показал, что флуктуации упругих констант с радиусом корреляции R 1-2 нм приводят к появлению в низкочастотной ио v/R ) области избыточной плотности состояний. Можно показать, что любая разумная функция корреляции упругих констант, убываюш ая с расстоянием, приводит к перемеш ению части высокочастотных колебательных мод в низкочастотную часть спектра, тем самым образуя избыточную плотность колебательных состояний. Как уже было отмечено, спектр избыточной плотности колебательных состояний хоропю аппроксимируется логарифмически нормальной функцией (6.1) со значением дисперсии логарифма частоты а = 0,48. Если избыточная плотность состояний обусловлена колебательными возбуждениями, локализованными на нанометровых неоднородностях структуры, то частота квазилокальных колебаний о связана с размером неоднородности d соотногпением си = Kv/d где К — константа порядка единицы. Это означает, что распределение нанонеоднородностей по размеру может быть также описа- [c.188]

Наиболее же существенным из того, что отличает случай сжимаемых частиц от несжимаемых, является возможность резонансного возбуждения различных собственных колебаний упругих рассеивателей. В этом случае в частотной зависимости рассеяния могут наблюдаться резонансные пики, соответствующие возбуждению тех или иных мод собственных колебаний рассеивающих част1Щ. В качестве примера иа рис. 47 [62] приведены рассчитанные кривые зависимости приведенной рассеянной мощности Dpa от параметра кЯ для жесткой сферы (1) и для сжимаемой сферической частицы, в которой с юрость звука и плотность в два раза меньше скорости с и плотности р в окружающей среде (2). Разумеется, такие пики рассеяния для частицы с заданными физическими свойствами [c.168]

В предыдуш,их разделах мы исследовали излучение, возни-каюш,ее при прохождении заряженной частицы через вещество, имеющее границы раздела. Однако частица теряет энергию не только на излучение, но и на возбуждение и ионизацию атомов вещества. Такие потери (так называемые ионизационные потери) быстрых частиц впервые были рассмотрены классически еще Н. Бором, а впоследствии Бете, Блохом и другими в квантовом подходе (см. [48.1,80.14]). Без учета поляризации среды полем частицы ими было показано, что эти потери должны логарифмически расти с ростом лоренц-фактора у частицы. Затем Ферми показал что учет поляризации безграничной однородной среды приводит к сильному искажению поля частицы в среде по сравнению с полем в вакууме и, в результате, после небольшого логарифмического роста потери становятся не зависящими от т эффект плотности Ферми)" . [c.138]

Следует отметить, что подход Г. Хакена к квантовой теории лазера методически интересен, отличается прозрачностью и простотой. С его помощью реально удается получить решение для газовых лазеров с малой плотностью возбужденных атомов, когда можно пренебречь коллективными эффектами в спонтанном излучении. Правда, если среднее число фотонов в моде велико, то лазерное поле естественно описывать в квазиклассическом приближении, используя представление когерентных состояний. Цитированные выше работы [28, 29] как раз и посвящены построению квантовой теории лазера, асимптотически точной по квазикласси-ческому параметру в результате удается единым образом описать все основные типы лазеров при произвольном соотношении времен релаксации среды и поля в резонаторе с учетом существенной роли коллективных эффектов. [c.8]

Зондирование возбужденных газовых систем, газовых потоков, аэродинамических струй и плазмы с помощыо КАРС. Спектроскопия КАРС оказалась весьма плодотворной при диагностике молекул, находящихся в возбужденных электронных или колебательных состояниях, и плазмы электрического разряда. Основное назначение спектроскопии КАРС здесь состоит в измерении распределения населенностей возбужденных состояний и по нему — температур различных подсистем возбужденных молекулярных сред, а также в определении температуры, плотности и дисперсии плазмы. [c.287]

Для Оценки акустических параметров струны прибегают к некоторым допущениям Предполагают, что струна не имеет жесткости, плотность струны равномерна по длине, колебания возбужденной струны происходят с относительно малой амплитудой в одной плоскости. Тогда уфавнение колебания закрепленной на концах струны в среде без трения можно представить в виде [c.87]

Под фототермоакустическим эффектом понимается нагрев поглощаемым светом (а в более общем случае — эл.-магн. излучением любой частоты) облучаемой области среды, что приводит к изменению плотности среды или механич. напряжений. Модуляция мощности падающего излучения вызывает соответствующие временные изменения плотности или термонапряжений, что обусловливает возбуждение акустич. поля в среде, окружающей область поглощения света. Возбуждение звука возможно и без временной модуляции светового пучка, лишь за счёт перемещения в пространстве области его поглощения в однородной среде — со сверхзвуковой скоростью (т. н. черенко-вское излучение звука по аналогии с Черенкова — Вавилова излучением), а в акустически или оптически неоднородной среде — с любой скоростью (т. н. переходное излучение звука). [c.823]

Количественное соотношение, определяющее возможность генерации направленного потока излучения, можно найти из следующих соображений. Поток излучения со спектральной плотностью /о, возникший в какой-либо точке А активной среды (см. рис. 40.4) и направленный вдоль оси резонатора, усиливается на пути к правому зеркалу, отражается от него и после отражения от левого зеркала опять пройдет через точку А, распространяясь в своем исходном направлении. Таким образом, за один цикл распространения в резонаторе излучение пройдет путь 2Ь. В отсутствие всяких потерь энергии это должно привести к увеличению потока до величины /оСхр [2а(оз)Т], где а(оз) — коэффициент усиления. Однако в результате потерь, которые учтены эффективным коэффициентом отражения зеркал Гдфф, фактическая плотность потока энергии после одного цикла его распространения в резонаторе определится выражением /оГэффехр[2а(со)Е). Поэтому решение вопроса о возможности возбуждения генерации в резонаторе сводится к условию [c.780]

Активная среда Аг (рис. 34.2). Условия возбуждения почти все переходы во уждаются в непрерывном, режиме плотность тока для ионизованного Аг 30—150 А/см при давлении 1—80 Па для возбуждения переходов в ультрафиолетовой области спектра (Х<0,33 мкм) необходима более высокая плотность тока сильные линии Х= 0,351 и 0,364 мкм могут быть возбуждены в непрерывном режиме переходы в инфракрасной области спектра (X > 1,6 мкм) возбуждаются в слабом непрерывном разряде при давлении около 7 Па [c.898]

Активная среда СО (рис. 34.8). Условия возбуждения возбуждение электронных состояний в импульсном разряде при высокой плотности тока типичное давленио для ультрафиолетовых линий 8 кПа, для линий видимого диапазона — 90—250 Па,- возбуждение вращательное колебательных переходов в импульсном или непрерывном разряде в смеси СО и N2 (иногда с Не, Хе, Hg), при газодинамическом расширении, в поперечном электрическом разряде, а также в химических реакциях [c.911]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...