Время жизни фотонов

Время жизни фотона и добротность резонатора [c.184]

Интерферометр Фабри —Перо, состоящий из двух идентичных зеркал, разделенных воздушным промежутком длиной L, освещается монохроматическим непрерывным светом с перестраиваемой частотой. Из измерения зависимости интенсивности выходного пучка от частоты падающей волны было найдено, что область дисперсии интерферометра равна 3-10 Гц, а его разрешение составляет 60 МГц. Вычислите расстояние между зеркалами L интерферометра, его резкость и коэффициент отражения зеркал. Вычислите также добротность Q резонатора Фабри —Перо на длине волны 0,6 мк.м (оранжевый цвет) и время жизни фотона в резонаторе. [c.233]

Интерферометр Фабри — Перо, состоящий из двух идентичных зеркал, разделенных воздушным промежутком длиной L, освещается от внешнего источника световым импульсом длительностью 1 пс при длине волны X 0,6 мкм. Наблюдаемый па выходе пучок света оказывается состоящим из регулярной последовательности импульсов длительностью 1 пс с интервалом 10 ПС между ни.ми. Энергия импульсов экспоненциально уменьшается со временем с постоянной времени 100 не. Определите длину и добротность резонатора, время жизни фотона в нем, а также коэффициент отражения зеркала. [c.233]

Скорость потерь мощности в резонаторе можно выразить через время жизни фотона в резонаторе, если все потери включить в один параметр Q = соТс. Тогда для потери мощности можно записать уравнение [c.231]

Длительность воздействия рассеянного излучения должна превышать характерное время жизни фотона в резонаторе пробного лазера /ф. [c.214]

Согласно (6.14), времена жизни фотонов в резонаторе 10 10 с. Подставляя (6.13) в (6.14) и вводя безразмерный коэффициент Г всех потерь в резонаторе за один проход, т. е. дифракционные потери, потери на пропускание зеркал, внутренние потери в активной среде, получаем время жизни фотона в резонаторе [c.46]

Обратим внимание на характерные времена, содержаш,и-еся в системе уравнений (16.34) — эффективное время жизни возбужденных центров на верхнем рабочем уровне Гр — время жизни фотонов в резонаторе 7 2 — время релаксации недиагональных элементов матрицы плотности, или время релаксации резонансной поляризации активной среды. Соотношения для указанных времен в случае твердотельных сред [c.147]

В режиме излучения гигантского импульса его длительность ограничена и не может быть меньше, чем время жизни фотонов в резонаторе. Но этот вывод справедлив для одномодового гигантского импульса. Если же возбудить в резонаторе много мод и обеспечить между ними определенные фазовые соотношения, то, сложившись, они образуют импульс, длительность которого намного меньше времени пробега по резонатору. Действительно, в достаточно хорошем приближении моды в резонаторе располагаются эквидистантно. В приближении только продольных мод, как ранее нами было получено, 2L//, т. е. [c.186]

Это условие дает представление о том, какими должны быть лазерные материалы и как следует конструировать лазер. В первую очередь необходимо позаботиться о том, чтобы было достаточно большим время жизни фотона в резонаторе лазера. Будет показано, что этого можно достигнуть, если сделать достаточно большим расстояние между зеркалами. Для оценки предположим, что фотоны распространяются в аксиальном направлении и что они выходят из лазера с определенной вероятностью всякий раз, когда попадают на одно из зеркал. Эту вероятность можно характеризовать коэффициентом отражения зеркал R. Легко установить, что время жизни фотона в резонаторе пропорционально расстоянию между зеркалами, обратно пропорционально скорости света и величине (1— ). Таким образом, имеем соотношение [c.39]

Для оценки Тс можно измерить время жизни фотона в холодном резонаторе, или, другими словами, измерить время, в течение которого плотность числа фотонов, введенных каким-либо способом извне в резонатор с ненакачанной активной средой, уменьшится в е раз. Тогда из (1.1.266) при и/р =0 имеем [c.18]

Равновесной тепловой населенностью всех уровней, кроме самого нижнего Ng, можно пренебречь Рассчитайте основные характеристики лазера на алюмо-иттриевом гранате с неодимом (N(1 У АС лазер) в режиме непрерьшной генерации мощность генерации при Г1 1,2, пороговую разность населенностей КПД. Длина волны изучения такого лазера = 1,06 мкм, = 0,55 мс, сечение поглощения (вынужденного излучения) в центре рабочего перехода о - 9 10" см ,л = 1,5, время жизни фотона в резонаторе 10 не. Му 5 10 см . [c.23]

Оценим основные характеристики этого режима, снова обратившись к системе кинетических уравнений лазерной генерации (1.2.2). Будем считать, что время жизни фотона в резонаторе Тс, входящее в (1.2.2), относится уже ко второму, высокодобротному резонатору. При этом начальные условия, разумеется, отличаются от (1.2.3), (1.2.4). При Г = О разность населенностей имеет значение [c.31]

Здесь Q — максимальное значение добротности, Т — соответствующее этому значению время жизни фотонов в резонаторе, f (t) — некоторая функция от времени, изменяющаяся от значения / (0) — Q/Q n До 1 - С учетом (3.6.1) перепишем систему балансных уравнений (3.2.34) в виде [c.338]

Время жизни фотонов является функцией параметров резонатора [c.109]

Оптическая постоянная времени Тф фактически представляет собой время жизни фотона в резонаторе, ее смысл можно объяснить следующим образом. Общие оптические потери на единицу длины резонатора выража отся формулой [c.301]

Для лазера из задачи 10.2 рассчитать влияние коэффициента отражения граней на время жизни фотона. С учетом полученного результата [c.307]

Образование п-мезонов происходит, когда энергия первичной частицы больше порогового значения (- 300 Мэе). Число я-мезонов, образованных на одно неупругое взаимодействие, сильно зависит от начальной энергии и возрастает с увеличением энергии. При энергиях, больших 30 Гэв, выход я-мезонов составляет около 80% общей множественности (табл. 15.11). В результате неупругого взаимодействия образуются я+-, я -и я°-мезоны. Время жизни нейтрального я°-мезона очень мало (т=2,1-10 сек). Практически он сразу же распадается на два у-кванта. Поэтому при расчете защиты я°-мезоны не рассматриваются, однако распадные у-кванты инициируют электронно-фотонный каскад в защитных средах, и в некоторых случаях необходимо учитывать дозу фотонного излучения. я -Мезоны теряют свою энергию на ионизацию атомов среды кроме того, они могут испытывать неупругие взаимодействия с ядрами среды и, в [c.247]

В результате соударения с другим атомом, с заряженной частицей или при поглощении фотона атом может перейти из стационарного состояния с меньшим запасом энергии в стационарное состояние с большим запасом энергии. Из любого возбужденного состояния атом самопроизвольно может переходить в основное состояние этот переход сопровождается. излучением фотонов. Время жизни атомов в возбужденных состояниях обычно не превышает 10 —10 с. [c.311]

Частица, распадающаяся за время, соизмеримое с с, вряд ли заслуживает названия частица . Такой промежуток времени потребовался бы для разделения разлетающихся частиц и в том случае, если бы они вовсе не были перед этим связаны в одной частице. Указанный промежуток времени (lO- ) составляет естественный эталон, по сравнению с которым распады можно в известном смысле подразделять на быстрые и медленные. Из приведенной выше таблицы видно, что все указанные там распады (за исключением распадов я°-мезонов и Е°-барионов, сводящихся просто к испусканию фотона) в высшей степени медленны по сравнению с с, причем средние времена жизни находятся в пределах от 17 мин (для нейтрона) до 10 с (для Л- или S -барионов). Обычно, чем выше кинетическая энергия, имеющаяся для образования продуктов распада, тем быстрее распад. По сравнению с промежутком времени, достаточным для лабораторных измерений, даже долгоживущие частицы со средним временем жизни порядка 10 ° с существуют так недолго, что проблема изучения свойств этих нестабильных элементарных частиц требует специальных методов, аппаратуры и большой изобретательности. [c.438]

Спонтанная люминесценция (рис. 34.1,6) отличается от резонансной флуоресценции тем, что после поглощения фотона молекула очень быстро (за время около с) безызлучательно переходит на уровень 3, с которого происходит излучение. Этот вид люминесценции характерен для сложных молекул в парах и растворах. Вынужденная люминесценция (рис. 34.1, в) характеризуется тем, что после поглощения кванта света молекула обычно безызлучательно попадает в состояние 4, которое имеет большее время жизни, чем время жизни возбужденного состояния 3. В результате внешнего воздействия она может попасть в состояние 3 и затем перейти в основное состояние 1 с испусканием фотона частоты vзl. В частности, если безызлучательный переход с уровня 4 на уровень 3 произошел за счет теплового движения молекул, то такая флуоресценция называется замедленной. [c.248]

Фотон — стабильная элементарная частица. Его время жизни определяется лишь взаимодействием с другими частицами. В этих взаимодействиях фотон либо рождается, либо уничтожается. Выше мы говорили о рассеянии фотона. Это была дань прежним представлениям, берущим начало от ньютоновских корпускул, в действительности же при [c.78]

Участие фонона мало влияет на энергию экситона (энергией фонона обычно пренебрегают), но зато мои ет суш,ест-венно увеличить его импульс. Естественно, что уничтожение такого экситона возможно также лишь через непрямой переход — через рождение фотона с одновременным рождением или уничтожением фонона. При этом фонон заберет избыток импульса экситона. Так как непрямые переходы менее вероятны, чем прямые (в них участвует большее число частиц), то отсюда следует, что непрямые экситоны имеют более длительное время жизни. Если время жизни прямых экситонов порядка 10" с, то для непрямых экситонов оно может достигать 10 с. [c.153]

Здесь Тс — время жизни фотона в резонаторе (время релаксации квадрата амплитуды электрического поля). Из указанного выше второго свойства оптического резонатора следует, как мы увидим в дальнейшем, что в оптическом резонаторе резонансные частоты расположены очень близко друг к другу. Действительно, в соответствии с выражением (2.14) число мод резонатора N, расположенных в пределах полосы лазерной линии шириной Avo, равно N = Snv KAvo/ = 8я(КД ) (Л> оА), где Л>.о = = K .vol — ширина лазерной линии, выраженная в единицах длины волны. Из приведенного выражения видно, что N пропорционально отношению объема резонатора V к кубу длины волны. Так, например, если v=5-I0 Гц (частота, соответ-ствуюш,ая середине видимого диапазона), V=I см и Avo = 1,7-10 Гц [доплеровская ширина линии Ne на длине волны 0,6328 мкм см. выражение (2.81)], то число мод Л 4-10 . Если бы резонатор был закрытым, то все моды имели бы одинаковые потери и такой резонатор в случае его применения в лазере приводил бы к генерации очень большого числа мод. При этом лазер излучал бы в широком спектральном диапазоне и во всех направлениях, что является весьма нежелательным. Эта проблема может быть решена с помош,ью открытого резонатора. В таком резонаторе лишь очень немногие моды, соответствуюш,ие суперпозиции распространяюш,ихся почти параллельно оси резонатора волн, будут иметь достаточно низкие потери, чтобы стала возможной генерация. Все остальные моды резонатора соответствуют волнам, которые почти полностью затухают после одного прохождения через резонатор. Это главная причина, почему в лазерах применяется открытый резонатор Хотя отсутствие боковых поверхностей означает, что может возбуждаться лишь очень небольшое число мод, все же число генерируемых мод, как мы покажем ниже, может быть значительно больше, чем одна. [c.161]

Рассмотрев время жизни фотона в резонаторе, определим теперь понятие добротности разонатора и найдем связь этой величины с временем жизни фотона. Для любой резонансной системы, и в частности для резонирующей полости, добротность определяют как Q = 2л (Запасенная энергия)/(Энергия, теряемая за один цикл колебания). Таким образом, высокая добротность резонатора означает, что резонансная система имеет малые потери. Поскольку в нашем случае запасенная энергия равна qhv, а энергия, теряемая в течение одного цикла колебаний, равна hv —dq/di) l/v)=—hdq/dt, мы имеем [c.186]

Происходящие при этом физические явления можно относительно просто описать, обращаясь к случаю пичковой генерации, представленной на рис. 5.24. Если предположить, что скорость накачки Wp = Wp t) имеет форму прямоугольного импульса, начинающегося при / = 0 и заканчивающегося при / = = 5 МКС, то излучение будет состоять лишь из первого пичка в изображенной на рисунке зависимости q(t), который возникает в момент времени около t = 5 мкс. Действительно, после генерации этого пичка инверсия будет уменьшена световым импульсом до уровня, который существенно ниже порогового и который не будет затем возрастать, поскольку накачка уже отсутствует. Таким образом, мы видим, что модуляция усиления по своему характеру аналогична пичковой генерации в лазере, рассмотренной в разд. 5.4.1. Заметим, что на практике временная зависимость накачки имеет вид колоколообразного импульса, а непрямоугольного. В этом случае мы будем считать, что максимум светового пичка соответствует спаду импульса накачки. Действительно, если бы максимум совпадал, например, с максимумом импульса накачки, то после генерации пичка оставалось бы достаточно энергии накачки, чтобы инверсия могла снова вырасти до значения выше порогового и, таким образом, в лазерной генерации появился бы второй пичок, хотя и меньшей интенсивности. Напротив, если бы число фотонов достигало максимума значительно позже на хвосте импульса накачки, то это означало бы, что накачка не была достаточно продолжительной, чтобы инверсия населенностей выросла до приемлемо высокого уровня. Из вышесказанного можно заключить, что для данного значения максимальной скорости накачки существует некоторая оптимальная длительность импульса. Если это максимальное значение увеличивается, то число фотонов нарастает быстрее и тогда необходимо уменьшить длительность импульса накачки. Можно также показать, что при увеличении максимальной скорости накачки возрастает максимальная инверсия и генерируется более короткий и интенсивный импульс. Для четырехуровневых лазеров типичные значения времени нарастания интенсивности лазерного излучения до своего пикового значения в зависимости от максимального значения скорости накачки могут составлять 5 Тс —20 Тс, где Тс время жизни фотона в резонаторе [c.304]

Здесь Гф = (аЬ - ]nR)Ll - время жизни фотона в резонаторе ФРК-лазера, определяемое потерями за проход аЬ — In Л, где в а включены все виды потерь, кроме прозрачности зеркал, R — произведение коэффициентов отражения зеркал. Обычно (ф = 10 с, а время релаксации динамических решеток в фоторефрактивных кристаллах Го = 1 с, так что изменение частоты генерации всего на 2тг с" смещает Ж-ю моду на 2тг Ю с , т.е. как раз на межмодовое расстояние ДсОр. Этого достаточно для ее попадания в полосу усиления фоторефрактивного кристалла при любых AL. [c.129]

Из (2.111) и (2.117) видно, что мощность и длительность моноимпульса зависят от времени пролета кванта в резонаторе Ai, т. е. от длины резонатора с ростом длины мощность генерации уменьшается, а длительность импульса растет. Физически это объясняется тем, что с ростом длины резонатора увеличивается его добротность и, следовательно, растет время жизни фотонов в резонаторе. В результате происходит затягивание во времени заднего фронта моноимпульса, и его длительность возрастает, а мощность — падает. [c.101]

Максимизация выходной мощности непрерывного лазера. Максимальная выходная мощность лазера, как и мощность любого другого генератора, развивается при оптимальном подборе выходной нагрузки (для лазера роль последней играют излучательные потери через выходное зеркало). Таким образом, оптимизации подлежит коэффициент пропускания Т = 1 — R (R — коэффициент отражения) выходного зеркала и, следовательно, изл)Д1ательное время жизни фотона в резонаторе лазера г . [c.20]

В уравнения Статца—Де Марса входят следующие постоянные параметры В = ВНа — коэффициент Эйнштейна для вынужденных переходов в канале генерации, помноженный на энергию фотона Т — определяемое совокупностью вредных и полезных потерь время жизни фотона в резонаторе (согласно (2.3.10), это время следующим образом выражается через добротность Q резонатора Т — = С/со) Тх — время продольной релаксации (релаксации разности заселенностей уровней) ) Тх — вероятность из- [c.293]

Все эти частицы, за исключением нейтрона, абсолютно стабильны, т. е. не распадаются ни под действием сильного, ни под действием электромагнитного, ни под действием слабого взаимодействия, хотя две из них (р и п) могут участвовать в сильных взаимодействиях, пять (р, п, е , е+ и у) —в электромагнитных и все, кроме фотона,— в слабых. Абсолютная стабильность, т. е. бесконечно большое время жизни р, е-, е+, v и v, связана с тем, что каждая из этих частиц в пределах своего класса является легчайшей. Нейтрон несколько тяжелее протона, поэтому воз можно превращение нейтрона в протон за [c.699]

В настоящее время считается общепринятым, что все силы природы возникают в результате обмена частицами-переносчика-ми между взаимодействующими частицами. Частицы-перенос-чики могут быть испущены как самими взаимодействующими частицами, так и быть рожденными из кипящего физического вакуума. Время существования виртуальных частиц определяется уже известным соотношением At hjAE. В случае рождения безмассовых частиц — фотонов — одолженная у вакуума энергия может быть очень мала, что означает большое время жизни виртуальных фотонов. При этом виртуальные фотоны могут передавать действие электромагнитных сил на большие расстояния ( At велико), что и наблюдается в действительности. (Эти же представления элементарно объясняют убывание электромагнитных сил по закону R , так как площадь сферы, в которой распространяются фотоны, растет пропорционально а число виртуальных фотонов в ней постоянно.) [c.178]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...