Спонтанное излучение свет

Высокие плотности мощности и энергии, получаемые в современных лазерных установках, могут приводить к нелинейным оптическим эффектам, которые отсутствуют при работе с обычными световыми потоками. Поэтому необходимо сводить к минимуму взаимодействие между излучением и системами контроля. Общим требованием для всех методов измерения является по возможности максимальное удаление приемника излучения от лазера. Однако, если это требование выполнить не удается и излучение контролируется непосредственно около лазера, то необходимо тщательно его отфильтровывать, чтобы исключить попадание на приемник спонтанного излучения света лампы накачки, а при работе в инфракрасном диапазоне и осветительных приборов. [c.94]

К наиболее серьезным ошибкам при измерениях параметров пучка относятся попытки определить его мощность или энергию в непосредственной близости от лазера. Во всех лазерах как часть их полной выходной энергии имеется огромный поток спонтанного излучения. Если луч контролируется непосредственно около лазера, то нужно принять необходимые меры к его фильтрации, чтобы исключить прямое попадание на приемник спонтанного излучения, света лампы накачки и, если мы работаем в инфракрасном диапазоне, исключить влияние посторонних источников тепла, таких, как лампы накаливания. Из-за паразитного облучения калориметров и других измерителей энергии, размещенных поблизости от резонаторов, были получены сильно завышенные значения выходной энергии рубиновых лазеров. Необходимо измерять энергию и мощность в нескольких местах вдоль оси пучка. Любые указания на изменение интенсивности или энергии пучка следует проверять, так как эти параметры не должны меняться с расстоянием. [c.31]

Поглощение и спонтанное излучение света кристаллами мы уже рассмотрели (п.п. 7.1, 7.3). Остановимся теперь на вынужденном излучении, наличие которого было впервые постулировано [c.220]

Мы рассмотрим прежде всего спонтанное излучение света и исследуем, когда спонтанно излучённый двумя атомами свет будет когерентным. Пусть начальное состояние описывается коэффициентами разложения с и соответственно с п волновых функций атомов по собственным функциям этих атомов. Матричные элементы суммарной напряжённости электрического поля в точке Р имеют [c.225]

Спонтанное излучение света [c.332]

Именно такие спонтанные процессы излучения и происходят в нагретых телах. Нагрев переводит часть атомов в возбужденное состояние и при переходе в нижние состояния они излучают свет. Это излучение атомов происходит независимо друг от друга. Кванты света хаотически испускаются атомами в виде так называемых волновых цугов, которые не согласованы друг с другом во времени и имеют различную фазу. Поэтому спонтанное излучение некогерентно. [c.119]

Если атом находится в возбужденном состоянии 2 и не испытывает внешних воздействий, то он может самопроизвольно (спонтанно) перейти в состояние 1, обладающее меньшей энергией, отдавая при этом избыток энергии 2— 1 в виде излучения (см. рис. 24.6). Такой процесс называется спонтанным испусканием света. Характеристикой этого процесса является вероятность Ап спонтанного перехода 2—в единицу времени. Величина А21 называется также коэффициентом Эйнштейна для спонтанного перехода. [c.142]

Остановимся на работах известного советского физика В. А. Фабриканта, впервые экспериментально обнаружившего усиление светового излучения. Схема его эксперимента показана на рис. 30. Пропуская кванты света с фиксированной частотой V через возбужденную систему, схема уровней и которой позволила получать ту же частоту, т. е. Е — Е = Лv, он впервые наблюдал усиление светового потока. Действительно, при возбуждении системы часть составляющих ее частиц перейдет с уровня / на уровень 2.Если источник света ИС отсутствует, то наблюдалось бы только спонтанное излучение системы, которое было бы направлено равномерно во все стороны. Если же через возбужденную систему проходит излучение с той же частотой V, то, как это следует из уравнения, приведенного на с. 60, возникает вынужденное излучение и (у) (11, зависящее от мощности источника и (т) и направленное в ту ж е сторону,что и излучение, вызвавшее его. При этом речь идет только об усилении. [c.61]

Рассмотрим с точки зрения когерентности спонтанное излучение, испускаемое, например, тепловыми источниками света. Для таких источников характерно следующее а — отдельные атомы испускают фотоны самопроизвольно, независимо друг от друга, на волновом языке фотонам можно сопоставить отрезки волн, которые называют обычно цугами, цуги от отдельных атомов не коррелированы друг с другом б — излучение атомов изотропно, т. е. происходит практически с равной вероятностью во всех направлениях. Эти два обстоятельства и обусловливают низкие когерентные свойства спонтанного излучения, [c.339]

Пытаясь получить эту формулу из квантовых представлений, согласно которым поглощение и излучение света квантовой системой (молекулой или атомом) сопровождается переходом этой системы из одного энергетического состояния в другое, А. Эйнштейн в 1916 г. высказал гипотезу о наличии в природе процесса индуцированного излучения. Суть его заключается в том, что в квантовых системах, т. е. в системах с дискретными возможными состояниями, помимо спонтанных и безызлучательных переходов могут происходить так называемые вынужденные переходы, индуцированные электромагнитным полем. На рис. 1.2 схематически показаны все возможные виды переходов между двумя выделенными энергетическими состояниями I и 2, характеризуемыми энергиями Si и 82 соответственно. [c.13]

В предыдущей главе мы рассмотрели принципиальные вопросы, возникающие при изучении единственного атома, взаимодействующего с монохроматической световой волной и излучающего спонтанно и вынужденно фотоны. При этом остался в тени важный для практики вопрос о том, каким образом может быть приготовлена система, состоящая только из одного атома. Если атомы исследуемого вещества находятся в газовой фазе, то задача уединения единственного атома является решаемой, но достаточно сложной технической проблемой. Однако исследования в газовой фазе становятся даже в принципе невозможными для сложных органических молекул, так как многие из них уже при небольшом нагревании, предшествующем испарению, распадаются. Поэтому в последние несколько лет успешно развиваются методы исследования единичных молекул, внедренных в твердые матрицы, охлажденные до гелиевых и более низких температур [18-20]. В этом случае перед нами стоит проблема исследования поглощения и излучения света единственным примесным центром. Однако оптические электроны примесной молекулы или атома взаимодействуют не только с электромагнитным полем, но и с колебаниями атомов матрицы (фононами). Это электрон-фононное взаимодействие приводит к рождению и уничтожению фононов в процессе оптического перехода в примеси. Оно актуально даже при сверхнизких температурах, потому что процессы рождения фононов имеют место даже при абсолютном нуле. Поэтому в теорию, изложенную в предыдущей главе, необходимо включить взаимодействие оптических электронов примесного центра с фононами. Фононы и другие низкочастотные возбуждения твердой матрицы рассматриваются в данной главе. [c.53]

Если атому, находящемуся на основном уровне ео, сообщить энергию, он может перейти на один из возбужденных уровней. Наоборот, возбужденный атом может самопроизвольно (спонтанно) перейти на один из нижележащих уровней, испустив при этом определенную порцию энергии в виде кванта света (фотона). Именно такие спонтанные процессы излучения и происходят в нагретых телах. Нагрев переводит часть атомов в возбужденное состояние и при переходе в нижние состояния они излучают свет. Это излучение атомов происходит независимо друг от друга. Кванты света хаотически испускаются атомами в виде так называемых волновых цугов, которые не согласованы друг с другом во времени и имеют различную фазу. Поэтому спонтанное излучение некогерентно. Кроме спонтанного излучения возбужденного атома существует индуцированное (вынужденное) излучение, когда атомы начинают [c.201]

Уравнение. (3.3.II) можно обобщить на случай частично когерентного света [10]. Спонтанное излучение всех источников света вызывает случайные амплитудные и фазовые флуктуации, которые приводят к некоторой конечной ширине линии 5ю спектра источника на частоте Юо- Если ширина линии 5ю много меньше ширины спектра Аю [c.72]

Чтобы убедиться в надежности результатов измерений, следует провести ряд проверок. Энергию пучка нужно измерить в двух местах на разном расстоянии от лазера как с узкополосным фильтром, так и без него, чтобы выявить относительные ошибки, обусловленные светом спонтанного излучения и ламп накачки. Влияние электрических переходных процессов можно установить, закрывая пучок и повторяя калориметрические измерения. Если у лазера имеются внешние зеркала, можно вставить поглотитель между лазерным стержнем и задним зеркалом. Тогда генерация будет сорвана, а все другие источники излучения останутся. [c.176]

При спонтанном излучении интенсивность света определяется соотношением [c.280]

Радиационное затухание собственных колебаний классического возбужденного осциллятора приводит к тому, что излучаемый при этом свет характеризуется не одной частотой, а узким спектральным распределением, заполняющим интервал частот Дv l/т. Контур такой спектральной линии имеет лоренцевскую форму (см. 1.7). На квантовом языке это означает, что спонтанному излучению атома при переходе из возбужденного состояния в основное соответствует узкий, но конечный интервал частот. Так как частота излучения определяется условием Бора Н =г2—ъ, то [c.438]

Вкладом спонтанного испускания в направленный зондирующий поток можно пренебречь, так как спонтанное излучение распространяется по всем направлениям и в фиксированное направление рассматриваемого пучка попадает ничтожная его часть. Формула (9.35) позволяет выяснить, какие условия необходимы для непосредственного экспериментального обнаружения вынужденного испускания. Так как 621= 12, то N= N2—Ы )В 2иР 1 ))Ах/с и видно, что при распространении зондирующего пучка поглощение преобладает над вынужденным испусканием и интенсивность пучка убывает во всех случаях, когда Л 2<Л 1, т.е. число возбужденных атомов меньше числа атомов в основном состоянии. Так обычно и обстоит дело, если пучок распространяется в среде, находящейся в состоянии термодинамического равновесия или близком к нему. Чтобы наблюдать нарастание интенсивности зондирующего пучка (отрицательное поглощение) и тем самым экспериментально выявить вынужденное испускание, необходимо создать в среде неравновесное состояние, при котором число атомов на более высоком энергетическом уровне было бы больше, чем на низком (N2>N ). Первая попытка обнаружить вынужденное испускание в видимой области спектра на опыте в парах ртути, возбужденных электрическим разрядом в неравновесное состояние, была предпринята В. А. Фабрикантом (1939 г.). Им же впервые была высказана идея использования вынужденного излучения для усиления света. [c.442]

Принято считать, что фотоэффект дает наиболее прямое экспериментальное доказательство квантовой природы излучения. Квантовая гипотеза и в самом деле позволяет непринужденно объяснить все основные экспериментальные закономерности фотоэффекта. Но тем не менее следует отметить, что эти закономерности получают исчерпывающее объяснение и в полуклассической теории взаимодействия излучения с веществом, рассматривающей вещество квантово-механически, а излучение — как классическое электромагнитное поле. Это показал Г. Вентцель в 1927 г. С аналогичным положением вещей мы сталкиваемся и в проблеме равновесного излучения. Спектральное распределение энергии (формулу Планка) можно получить, рассматривая нормальные колебания электромагнитного поля в полости как набор квантовых осцилляторов, т. е. как идеальный газ частиц излучения — фотонов (см. 9.3). Но формулу Планка можно получить и иначе, рассматривая излучение как классическое электромагнитное поле и применяя квантовую гипотезу лишь к находящемуся в равновесии с ним веществу (осцилляторам). Именно так и поступал Планк (см. 9.2). Полуклассическая теория взаимодействия света с веществом, не привлекая понятия фотона, дает количественное объяснение большинству наблюдаемых явлений. Квантований электромагнитного поля принципиально необходимо для правильного описания некоторых явлений, включающих его флуктуации спонтанного излучения, лэмбовского сдвига, аномального магнитного момента электрона. [c.459]

Коэффициент полезного действия лазеров в существующих конструкциях пока оставляет желать лучшего. Это объясняется плохим согласованием диапазона излучения ламп-вспышек и поглощением света рабочиД веществом. Мы уже говорили, что при создании в рубине активной среды ионы хрома при своем переходе с нижнего уровня на третий поглощают только сине-зеленую часть спектра излучения лампы-вспышки. Доля же ее энергии составляет всего 10% от общей энергии излучения лампы, 90% же расходуется напрасно. Но и поглощенные 10% энергии используются далеко не полностью. Одна ее часть расходуется на бесполезнь1Й нагрев кристалла при переходе ионов хрома с третьего уровня на второй, другая — на спонтанное излучение света ионами хрома, которое возникает сразу после возбуждения, и третья — на компенсацию потерь в резонаторе и в самом кристалле. В итоге коэффициент полезного действия лазера на рубине оказывается около 1%, при использовании же стекла, содержащего неодим, он несколько выше, 2—4 %. [c.98]

Отражение света, происходящее из-за нелинейности среды и пространственного периодического изменения амплитуды поля, позволяет расширить наши представления о воз1 южных способах реализации положительной обратной связи в квантовых генераторах. До сих пор мы полагали, что положительная обратная связь между полем излучения и активной средой, необходимая для превращения усиливающей системы в автоколебательную (см. 225), осуществляется с помощью зеркал, отражающих волны обратно в резонатор. Рассмотренное выше нелинейное отражение света служит физической основой для иного способа реализации положительной обратной связи, применяющегося в некоторых лазерах. Пусть кювета К представляет собой активную среду (см. рис. 41.3). В направлении оси л имеет место периодическая неоднородность среды за счет нелинейных эффектов. Интерферирующими пучками / и //, создающими оптическуро неоднородность, могут быть пучки возбуждающего излучения. Следовательно, в данном случае отражение будет происходить в результате модуляции коэффициента усиления активной среды. Спонтанное излучение среды, испущенное в направлении оси х, будет отражаться от неоднородности и возвращаться в активную среду, что и соответствует обратной связи. Для некоторых частот обратная связь будет положительной, и при выполнении пороговых условий возбудится генерация излучения в направлении оси х. [c.828]

Невозбуждениому состоянию активной среды соответствует нахождение системы в основном состоянии (рис. 32, а). При включении лампы накачки часть ионов активатора переходит на возбужденный уровень (рис. 32, б), после чего начинается их переход в основное состояние, сопровождающееся спонтанным излучением (рис. 32, в). Как уже отмечалось, спонтанное излучение направлено равномерно во все стороны, а значит, часть фотонов полетит также в направлении зеркал. Эти кванты света отразятся зеркалами и вернутся в активную среду, вызывая вынужденные переходы в возбужденных ионах активатора в том же направлении, т. е. перпендикулярно плоскости зеркал. [c.62]

До сих пор, рассматривая явления поглощения света, мы пренебрегали индуцированными переходами. В тех же случаях, когда они учитывались, мы прибавляли мощность индуцированного излучения к мощности спонтанного излучения (формула (8) 71). Однако можно рассматривать индуцированное излучение совместно с поглощаемым, т. е. рассматривать его как своего рода отрицательное поглощение. Такая точка зрения оправдывается тем, что при индуцированном излучении фотон испускается в том же направлении, в котором распространялся поглощенный фотон. Тогда для энергии, поглощенной в единицу времени в объеме dldS , мы получим [c.417]

Возможность суш,ествования процессов вынужденного излучения, ЯВЛЯЮШ.ИХСЯ основой лазерной техники, была предсказана в 1916 г. А. Эйнштейном. Он предположил, что помимо известных в то время процессов поглош,ения и спонтанного излучения должен суш,естововать процесс испускания резонансного кванта, в результате которого квант света, взаимодействуя с резонансно возбужденным атомом или молекулой, может создать квант, подобный себе. Учет этого процесса позволил А. Эйнштейну получить формулу Планка из квантово-механических представлений и предсказать, таким образом, принципиальную возможность усиления света при его прохождении через среду с резонансным возбуждением. [c.8]

Это и есть искомая система уравнений для матрицы плотности системы, состоящей из хромофора, фононов, туннелонов и фотонов лазерного источника света. Она учитывает взаимодействие подсистем друг с другом, а также спонтанное излучение фотонов хромофором. Каждый элемент матрицы плотности, входящий в эту систему уравнений, описывается бесконечным рядом, согласно формулам (7.18). Индексы а и Ь характеризуют [c.93]

Второй механизм однородного ушнрения линии связан с явлением спонтанного излучения. Поскольку спонтанное излучение неизбежно присутствует в случае любого перехода, данное уширение называется естественным или собственным ушире-нием. Мы предварим обсуждение этого механизма уширения следующим замечанием. С помощью термодинамических соображений можно показать (см. раздел 2.4.3), что форма линии данного перехода будет одной и той же, независимо от того, наблюдаем ли мы форму линии поглощения (т. е. Wn), вынужденного излучения (т. е. W2 ) или спонтанного излучения. В случае естественного уширения проще всего рассматривать спектральную зависимость излучаемого света. К сожалению, как это станет яснее в разд. 2.3, спонтанное излучение есть чисто квантовое явление, т. е. оно может быть корректно описано только квантовой теорией электромагнитного излучения. Поскольку эта теория выходит за рамки книги, мы ограничимся тем, что выпишем окончательный результат и обоснуем его некоторыми простыми физическими соображениями. [c.47]

П. Цилиндрический стержень из Nd YAG диаметром 6,3 мм и длиной 7,5 см накачивается мощной импульсной лампой. Значение сечения лазерного перехода в максимуме линии с длиной волны 1,06 мкм равно сг = = 3,5 10 см , а показатель преломления равен п= 1,82. Найдите критическую инверсию населенностей, соответствующую началу процесса усиления спонтанного излучения (УСИ) (предполагается, что на оба торца лазерного стержня нанесены идеальные просветляющие покрытия, т. е. они не отражают свет). Кроме того, вычислите максимальное количество энергии, которая может быть запасена в этом стержне, если необходимо избежать воз-инкновення процесса УСИ, [c.104]

В то же время из выражения (2,116) находим, что (при Av = 0) 1/стт(0)Avq. На частотах УФ- и ВУФ-диапазонов при умеренных давлениях можно считать, что ширина линии Avo определяется доплеровским уширением. Следовательно [см, (2,78)], Avo Vo, поэтому dPno /dV увеличивается как (если положить Vp л Vo). При более высоких частотах, соответствующих рентгеновскому диапазону, ширина линии определяется естественным уширением, так как излучательное время жизни становится очень коротким (порядка фемтосекунд). В этом случае Avo Vq и dP JdV увеличивается как v . Таким образом, если мы, к примеру, перейдем из зеленой области (Х = 500 нм) всего лишь в мягкий рентген (X л 10 нм), то длина волны уменьшится в 50 раз, а dP op dV увеличится на несколько порядков С практической точки зрения заметим, что многослойные диэлектрические зеркала в рентгеновской области обладают большими потерями и трудны в изготовлении. Основная проблема состоит в том, что в этом диапазоне разница в показателях преломления различных материалов оказывается очень малой. Поэтому для получения приемлемых коэффициентов отражения необходимо использовать большое число (сотни) диэлектрических слоев, а рассеяние света на столь большом числе поверхностей раздела приводит к очень большим потерям. Поэтому до сих пор рентгеновские лазеры работают без зеркал в режиме УСИ (усиленное спонтанное излучение), [c.434]

В отличие от методов кинетических уравнений, приведенных выше, при более строгом анализе работы лазера необходимо учитывать, что под действием электромагнитного поля внутри его резонатора атомы активной среды начинают осциллировать подобно микродиполям. Эти диполи создают макроскопическую поляризацию Р, численно равную электрическому моменту единицы объема активной среды. Макроскопический дипольный момент действует как источник излучения, т. е. возбуждает собственное электромагнитное поле, приводящее к изменению электромагнитного поля в резонаторе. Таким образом, в результате взаимодействия электромагнитного поля и среды внутри резонатора устанавливается самосогласованное электромагнитное поле. Самосогласованную теорию лазеров можно строить двумя методами 1) полуклассическим — взаимодействие электромагнитного поля со средой описывается уравнениями классической электродинамики 2) квантово-механическим — взаимодействие описывается квантово-механическими уравнениями (в этих методах среда описывается уравнениями квантовой механики). Первый метод является менее строгим, например, с его помощью нельзя учесть шумы лазера, статистические свойства света и рассмотреть эффекты спонтанного излучения, определяющие условия в начале генерации лазеров. Однако в целом ряде задач этот метод является основным для качественного и количественного анализа работы лазера. [c.22]

В предыдущих главах рассматривались основные причины, влияющие на вид интерференционной картины, наблюдаемой с ИФП. При этом предполагалось, что источник излучения испускает свет в виде цугов бесконечно большой длины, т. е. анализируемое излучение обладает временной когерентностью. Пространственная когерентность реального газоразрядного источника. может быть определена с помощью теоремы Ван-Циттера — Цернике [5] или, для объемных источников спонтанного излучения типа полого катода, с помощью обобщения теоремы Ван-Циттера— Цернике, выполненного в работе [17]. До появления лазеров ИФП обычно освещался светом с очень малыми разме-)ами области пространственной когерентности (10 —10 см). Использование ИФП совместно с лазерами в качестве селекторов излучения, применение ИФП в перестраиваемых лазерах для сканирования и монохроматизации излучения, измерение АК ИФП с помощью одночастотного лазера и другие способы их применения приводят к необходимости развития теории, описывающей вид интерференционной картины при прохождении через ИФП полностью или частично пространственно-когерентного излучения. В то же время появление импульсных лазеров с малой длиной излучаемого светового цуга, а также исследование спектральных линий, испускаемых атомами и ионами с малым временем жизни возбужденного состояния, ставят вопрос о влиянии на вид наблюдаемой с ИФП интерференционной картины временной когерентности излучения. Число работ, посвященных этим проблемам, в настоящее время невелико [29, 38, 47], хотя пространственная и временная когерентность анализируемого излучения, конечно, оказывают решающее влияние на формирование АК идеального и реального ИФП. [c.78]

Началом генерации является спонтанное излучение ионов с ме-тастабильного уровня, которое усиливается, проходя активную среду, и затем с помощью зеркал вновь в нее возвращается, снова усиливается и т. д. Если усиление света превосходит его суммарное ослабление за счет поглощения в среде и потерь на частичное пропускание выходного зеркала, то возникает генерация и лазер начинает излучать наружу свет. Очевидно, что мощность излучаемого света тем выше, чем выше мощность света накачки и чем меньше потери света внутри резонатора. Существует так называемая пороговая мощность накачки, при которой усиление света сравнивается с суммарными потерями, и при малейшем увеличении этой мощности может возникнуть генерация. Необходимо напомнить, что для того, чтобы усиление света всегда превосходило потери, нижний рабочий уровень 2 должен быстро опустошаться, т. е. его время жизни должно быть гораздо меньше, чем время жизни ме-тастабильного уровня. В противном случае начнется накопление ионов неодима на уровне 2 и возрастет поглощение света с этого уровня наверх. Кроме того, время жизни ионов на уровнях накачки также должно быть малым. В противном случае ионы начнут накапливаться на уровнях накачки и инверсия населенности среды (а значит, и коэффициент усиления света) —начнет падать. [c.7]

Все сказанное выше относится к тепловым источникам, для которых основной формой излучения является спонтанное излучение. В лазерных же источниках света основную роль играет вынужденное излучение, и теоретическая ширина линии газового лазера определяется только добротностью его резонатора. Простейшая теория предсказывает ширину линии всего лишь в несколько герц. Но такие линии обычно не наблюдаются на практике, так как этому препятствуют микросмещения зеркал и нелинейности лазерной среды. Чтобы добиться максимальной монохроматичности излучения, необходимо заставить работать лазер на одной угловой и одной осевой моде. [c.327]

Те источники шума, которые влияют на полное ОСШ вне лазера, мы будем называть внешними источниками. В качестве примеров можно указать точность визирования и стабильность приемника, площадь когерентности, т. е. ограниченный волновой фронт (вызванный помутнением среды, в которой распространяется излучение), темповой ток, дробовой и джонсоновский (тепловой) шум в фотоприемнике и связанных с ним усилителях, посторонние источники дробового шума, в том числе прямой или рассеянный солнечный свет и т. д. К внутренним источникам шумов относятся шумы тока разряда [1, 2], спонтанное излучение, возможные и конкурирующие лазерные переходы, шумы, вызванные распределением сигнала среди разных мод, каждая из которых имеет равное усиление и одинаково воспринимается [c.455]

Хотя подходящая фильтрация фактически устраняет вышеупомянутые источники шумов, имеются две дополнительные компоненты шума из-за стимулированного излучения, которые присутствуют в прошедшем свете. Это шумы деполяризации и флуктуации выходного излучения лазера, обусловленные конкуренцией двух разных переходов с одного и того же верхнего лазерного уровня [37]. Рассмотрим деполяризационные шумы. Если использовать зеркала в качестве окошек разрядной трубки, то выходное излучение газового лазера будет почти неполяризованным. Выходные шумы спонтанного излучения будут практически в 2 раза больше, чем у лазера с внешними зеркалами, поскольку в выходящем свете присутствуют все направления поляризации. Когда используется лазер с внешними зеркалами, выходное излучение частично поляризовано благодаря ослаблению при многократном прохождении через лазерную трубку той компоненты светового потока, которая хорошо отражается от брюстеровских окошек. Простейший метод подавления этого источника шумов, когда выходное излучение лазера частично поляризовано, заключается в использовании хорошего [c.470]

Все перечисленные источники оптического излучения принципиально отличаются от источников радио- и СВЧ-диапазонов. Излучение электромагнитных волн радиодиапазона происходит при ускоренном движении электронов в антенне радиопередатчика. Все электроны в антенне движутся согласованно они совершают вынужденные колебания в одинаковой фазе. Так как эти колебания могут поддерживаться очень долго и с высоким постоянством частоты, то излучаемые при этом волны с большой степенью точности можно считать монохроматическими (когерентными). Но любой из упомянутых источников света — это скопление множества возбужденных или все время возбуждаемых атомов, излучающих волновые цуги конечной протяженности. Даже в том случае, когда эти цуги можно характеризовать одной и той же длиной волны, из-за независимого характера актов спонтанного испускания света отдельными атомами со(5тнон1ения фаз между цугами волн имеют совершенно случайный характер и непрерывно изменяются. Излучение обычных источников света, таких, как раскаленные тела, возбуждаемые электрическим разрядом газы и т. п.. представляет собой наложение огромного числа не согласованных между собой цугов волн, т. е. фактически световой шум — беспорядочные, некогерентные колебания электромагнитного поля. [c.8]

В основе математической модели излучения обычного (нелазерного) источника света лежит статистическая гипотеза о том, что в случае спонтанного излучения различные атомы источника испускают отдельные цуги волн независимо друг от друга в случайные моменты времени. Фазы колебаний электромагнитного поля в излучении различных атомов не скоррелированы друг с другом. Поэтому оказывается, что распределение интенсивности излучения всех атомов источника в такой некогерентной суперпозиции определяется суммированием распределений интенсивности для индивидуальных атомов. В частности, если цуги волн, испускаемые различными элементарными излучателями в случайные моменты времени, одинаковы (или отличаются амплитудами), то спектр излучения источника как целого будет таким же, как и распределение интенсивности для изолированного излучателя (атома). [c.55]

Таким образом, в этой лекции будет расс-мотрено рассеяние света изолпрованными атомами и однородными среда.ми. Прежде чем перейти к основному содержанию лекции — вынужденному рассеянию лазерного излучения,— напомним кратко основные черты процесса спонтанного рассеяния света. [c.121]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...