Вынужденное излучение скорость

Входящие в это уравнение эффективные вероятности вынужденного излучения W2 1 и вынужденного поглощения Wi 2, а также скорость спонтанной релаксации 1/т даются соответственно выражениями [c.88]

ЧИСЛО фотонов В резонаторе возрастает относительно своего начального значения, определяемого спонтанным излучением, и благодаря продолжающемуся процессу накачки инверсия населенностей N t) в течение этого времени может непрерывно нарастать выше значения No. Однако, когда q t) достигнет достаточно большого значения (т. е. о), N t) начнет уменьшаться из-за высокой скорости вынужденного излучения. В мо- [c.280]

Скорость вынужденного излучения для атомов с допплеровской частотой v при частоте вынуждающего излучения v определяется выражением [c.264]

И введены следующие обозначения n2 t) — заселенность верхнего лазерного уровня — заселенность нижнего лазерного уровня u t)—число фотонов, соответствующих частоте лазера V21 (в резонаторе), с волновыми векторами, совпадающими по направлению с выходным излучением N = ri2 t) + i(/)—константа ) li — скорость вынужденного излучения лазерной среды сек- ) go —скорость внутренних радиационных потерь в самом лазере, за исключением потерь излучения, обусловленных выводом излучения из резонатора сек )] 1е — скорость радиационных потерь в лазере, связанных с выводом излучения из резонатора (сек ). [c.296]

Рассмотрим фотоны только одного сорта, число которых обозначим через п. Так как в последующем нас интересует картина физических процессов в реальном лазере, мы будем пренебрегать скоростью спонтанных переходов WN (см. разд. 2.1). Ниже мы увидим, что скорость вынужденного излучения (N2 Ni) Wn играет совершенно другую роль, чем скорость WN . Это проявляется в статистических свойствах лазерного излучения, которые будут рассмотрены позднее. [c.78]

Этим коэффициентом мы также учтем радиационные процессы, при которых испускаются фотоны ненужного нам сорта. Наконец, имеют место процессы вынужденного излучения и поглощения фотонов. Число соответствующих переходов в 1 с дается выражением (N2—Л ]) п. Складывая все только что упомянутые скорости переходов, получаем скоростное уравнение для плотности заселенности на уровне 2 [c.79]

В гл. 1 и 2 были представлены общие методы описания электромагнитного поля излучения и его взаимодействия с веществом. В 3.1 мы применим эти методы к различным многофотонным процессам, таким, как многофотонное поглощение (разд. 3.13), генерация суммарных и разностных частот (разд. 3.14), параметрическое усиление (разд. 3.15) и вынужденное комбинационное рассеяние (разд. 3.16). На языке классического и полуклассического описания эти процессы называются нелинейными (ср. 2.3). Важными характеристиками этих процессов являются скорости переходов между состояниями атомных систем под влиянием излучения, скорости генерации фотонов, эффективные сечения, ширины линий и дисперсионные кривые. Все эти свойства могут быть непосредственно сопоставлены с экспериментальными данными. При этом возникает задача установления функциональной зависимости указанных величин от параметров взаимодействия, от констант атомной и электромагнитной систем и от заданных условий эксперимента. С другой стороны, должны быть сделаны количественные оценки порядков величин. На этой основе в дальнейшем можно будет провести анализ характерных для тех или иных процессов пространственно-временных явлений, таких, например, как усиление или поглощение электромагнитного излучения, инверсия населенностей атомных состояний и др. В 3.1 остаются вне рассмотрения особые проблемы, связанные с нестационарными процессами и взаимным влиянием свойств когерентности и нелинейных процессов. Они трактуются с единой точки зрения в 3.2 и 3.3. При этом в зависимости от поставленной задачи и от требуемой примени- [c.266]

После проведенного обсуждения механизмов, лежащих в основе эффектов уширения линий, вернемся к исследованию вынужденных однофотонных процессов (вынужденное излучение и поглощение). Мы располагаем соотношениями для скоростей изменений полных вероятностей переходов при спонтанном и вынужденном излу- [c.277]

Из соотношений для скоростей изменения вероятностей переходов при вынужденном излучении и поглощении [см. уравнения (3.11-21) и (3.11-22)] непосредственно могут быть выведены важные соотношения, ко- [c.286]

Вынужденное излучение в кристалле при наличии пространственной дисперсии. При наличии пространственной дисперсии скорость экситонов (56.11), соответствующая частоте о , отлична от нуля. В этом случае (56.9) при учете (56.10) преобразуется к виду [359] [c.462]

Как можно заключить из рис. 1.2, имеются три основных источника ввода и вывода энергии лазерного излучения, циркулирующего внутри резонатора. Скорость нарастания числа фотонов за счет вынужденного излучения может быть описана членом, вдвое меньшим правой части выражения (1.1.11) (фактор 1/2 появляется в принятой нами двухуровневой модели рабочего перехода уменьшение разности населенностей на две единицы — уход одной частицы сверху и ее приход на нижний уровень сопровождается излучением одного фотона) [c.14]

Д.1.2. Расчет сечения поглощения (усиления) в классической модели Лоренца. Понятие вынужденного излучения строго вводится в квантовой теории излучения. Однако основные характеристики перехода, определяющие скорость и сечение вьшужденного излучения, могут быть легко рас- [c.294]

В уравнениях (5.4) —(5.7) р —параметр, пропорциональный скорости накачки и в конечном счете мощности ламп накачки Л —число активных ионов в лазерном веществе В —коэффициент вынужденного излучения в расчете на один фотон и один активный ион т—время затухания люминесценции /С,- связано с потерями внутри резонатора Ко—выходные потери на зеркалах Квг — потери, связанные с ГВГ, и д — полное число фотонов в резонаторной полости лазера. [c.144]

Эти результаты полностью соответствуют формулам релаксационной теории с одним временем релаксации.-Пренебрегая небольшой разницей между значениями / Для СЗз, полученной в разных опытах, согласна (24.2), получим время релаксации т = 21 10" сек. С другой стороны, эта величина может быть вычислена по (22.7) при использовании измеренной скорости ит] = 6,01 пз. Времена релаксации т, найденные двумя этими путями, совпадают между собой в пределах точности измерений. Применение вынужденного излучения линии Я 6328 А Ке—Не газового лазера для возбуждения тонкой структуры дало возможность на порядок увеличить точность измерения скорости гиперзвука, и — что особенно существенно— позволило измерить коэффициент поглощения гиперзвука. [c.300]

Скорость вынужденного излучения [c.141]

Следует отметить, что скоростью вынужденного излучения называют три довольно близкие величины [c.142]

В уравнении (5.1а) величина N t представляет собой полное число активных атомов (или молекул). В уравнении (5.16) слагаемое WpNg учитывает накачку [см. уравнение (1.10)]. Явные выражения для скорости накачки Wp как в случае оптической, так и электрической накачки уже были получены в гл. 3. В том же уравнении член BqNi соответствует вынужденному излучению. Скорость вынужденного излучения W, как показано в гл. 2, действительно пропорциональна квадрату электрического поля электромагнитной волны и, следовательно, пропорциональна q. Поэтому коэффициент В можно рассматривать как скорость вынужденного излучения на один фотон в моде. Величина т представляет собой время жизни верхнего лазерного уровня и в общем случае определяется выражением [c.238]

ГИРОТрОН — генератор эл.-магн. колебаний СВЧ-диа-пазона, основанный на вынужденном излучении элек-тронов, вращающихся в однородном постоянном магн. поле, F.— разновидность мазера на циклотронном резонансе, в котором электроны взаимодействуют с эл.-магн. полем резонатора в условиях, когда фазовая скорость волпы больше с. [c.489]

В уравнении (5.1 в) член VaBqNi соответствует скорости изменения числа фотонов вследствие вынужденного излучения. Действительно, как мы уже видели, член —BqN2 в уравнении [c.238]

Из представленного выше рассмотрения ясно, что генерация в С02-лазере может осуществляться на переходе либо (00° 1) (10 0) (Я =10,6 мкм), либо (00 Ч) (02 >0) (Я = 9,6 мкм). Поскольку сечение первого перехода больше, а верхний уровень один и тот же, генерация, как правило, происходит на переходе 00°1 10°0. Для получения генерации на линии 9,6 мкм в резонатор для подавления генерации на линии с наибольшим усилением помещается соответствующее частотно-селективное устройство (часто применяется система, изображенная на рис. 5.4,6). До сих пор в нашем обсуждении мы пренебрегали тем фактом, что как верхний, так и нижний лазерный уровни на самом деле состоят из многих близко расположенных вращательных уровней. Соответственно и лазерный переход может состоять из нескольких равноотстоящих колебательно-вращательных переходов, принадлежащих Р- или / -ветвям (см. рис. 2.28), причем Р-ветвь дает наибольшее лазерное усиление. Для полноты картины следует также учесть тот факт, что благодаря больцманов-скому распределению населенности между вращательными уровнями наибольшую населенность имеет вращательный уровень /" = 21 верхнего 00°1 состояния (рис. 6.16)На самом деле генерация фактически будет происходить на колебательно-вращательном переходе с наибольшим усилением, т. е. начинающемся с самого населенного уровня. Это происходит потому, что скорость термализации вращательных уровней в С02-лазере [ 10 с- -(мм рт. ст.)- ] больше, чем скорость уменьшения населенности (за счет спонтанного и вынужденного излучения) того вращательного уровня, с которого происходит лазерная генерация. Поэтому в генерации лазера на вращательном переходе с максимальным усилением будет принимать участие полная населенность всех вращательных уровней. Следовательно, подытоживая наше обсуждение, можно сказать, что генерация в СО2-лазере при нормальных условиях возникает на линии Р (22) [т. е. (/ = 21) (/" = 22)] перехода (00 1) (10 0). Другиели-нии того же самого перехода, а также линии, принадлежащие [c.365]

В заключение рассмотрим модуляционную способность полупроводниковых лазеров. Это рассмотрение имеет определенное значение, поскольку, например, модуляционная способность устанавливает предел частоты повторения импульсов лазера в импульсно-кодовой схеме модуляции. Если диод возбуждается идеальным прямоугольным импульсом, то импульс излучения будет иметь конечную задержку Xd, а также конечные значения длительности переднего Тг и заднего Xf фронтов (рис. 6,50). Задержка Xd связана с тем, что для создания необходимой инверсии населенностей необходимо определенное время. Конечные значения длительностей переднего и заднего фронтов определяются следующими двумя причинами 1) конечным значением емкости перехода, которая ограничивает нарастание скорости накачки в активном слое 2) конечным временем формирования и окончания процесса вынужденного излучения (как правило, Xrскоростей передачи можно воспользоваться следующими двумя приемами 1) устанавливать [c.419]

Это выражение показывает, что для описания вынужденного излучения фотонов в данной моде можно определить эффективное сечение Оэфф = a d/d ). Так как d< d, мы имеем Оэфф а. Критическую скорость накачки находим из выражения (6.42а) [c.423]

Уравнения (2.1) описывают характер взаимодействия поля излучения в резонаторе с активной средой. Физический смысл уравнений достаточно прост. Уравнение (2.1а) показывает, что скорость изменения энергии поля в резонаторе определяется соотношением скоростей двух процессов затухания поля в резонаторе за счет различного рода потерь, в том числе и на выходное излучение — г /тр, и возрастания поля в резонаторе за счет усиления в активной среде D (i))wNValVp из-за вынужденного излучения возбужденных ионов Nd +. Уравнение (2.16) показывает, что скорость изменения инверсной населенности активной среды определяется соотношением скоростей двух процессов уменьшения населенности метастабильного уровня за счет спонтанных переходов -С характерным временем Т (—N/Ti), вынужденных переходов D (o)wNl/ соо) и возрастания населенности метастабильного уровня за счет действия источника накачки с характерным време-йем Ti(NelTi). [c.48]

Стационарная инверсная населенность активной среды в отсутствие генерации Ne, Npe- Как отмечалось выше, из уравнения (2.1) видно, что объемная плотность инвершой населенности активной среды за счет действия внешней на- качки растет со скоростью NelT Если генерация по каким-либо причинам от- сутствует, т. е. нет обратного процесса уменьшения N за счет вынужденного излучения, а есть только спонтанное излучение, то зависимость N от времени задается выражением [c.54]

Выше численные примеры приводились только для лазера на стекле с неодимом и рубинового лазера. Лазер на АИГ Нс1 мы сознательно не рассматривали. Как это следует из табл. 7.1, сечение для вынужденного излучения в лазере на АИГ примерно в 20 раз больше, чем в обоих рассмотренных типах лазеров. В результате этого инверсия населенностей снимается значительно быстрее и предположение, сделанное при получении уравнения (7.46) (й< апор), больше не выполняется, что не позволяет использовать примененный выше приближенный метод расчета. Поэтому мы ограничимся лишь качественным анализом влияния на синхронизацию мод большого значения эффективного сечения. Обусловленное им более быстрое снятие инверсии повышает вероятность срыва режима формирования импульсов, в результате чего требуемые для синхронизации мод скорости накачки также растут. С другой стороны, однако, более быстрое снятие инверсии населенностей благоприятным образом сказывается на снижении вероятности установления режима двойных импульсов, которая поэтому при не слишком больших скоростях накачки оказывается суш,ественно меньшей. Обеспечение малой вероятности установления режима двойных импульсов, как следует из предыдуш,его рассмотрения, в большей степени сужает диапазон допустимых изменений параметров установки, чем обеспечение малой вероятности срыва режима установления импульсов. Поэтому большее значение сечения излучения повышает при оптимальных условиях стабильность режима генерации коротких импульсов, что подтверждается экспериментом. [c.253]

Рассмотрим фотоны одного сорта, например те, которые распространяются в аксиальном направлении и имеют определенную длину волны X. Посмотрим, как число п изменяется с учетом процессов, происходящих в лазере. Для этого нужно сделать некоторые предположения об атомах, участвующих в работе лазера. Предположим, что каждый активный атом имеет два уровня энергии, оптический переход между которыми и приводит к лазерной генерации (рис. 2.2). Внешний источник накачки служит для того, чтобы перевести достаточно большое число атомов в возбужденное состояние. Обозначим это число через N< . Остальная часть атомов Л 1 остается в основном состоянии (рис. 2.3). Возбужденные атомы испускают фотоны спонтанно со скоростью, пропорциональной их числу Л 2- Обозначив через W скорость, с которой один возбужденный атом генерирует фотон, получим полную скорость спонтанного излучения как произведение WNИзвестно, что фотоны могут образовываться также в результате процесса вынужденного излучения. Соответствующая скорость их формирования может быть получена умножением скорости спонтанного испускания на п в результате для вынужденного излучения вероятность в единицу [c.36]

КоэффицЕ1ент Эйнштейна, который дает скорость выпужден-иого испускания для атома с доплеровской резонансной частотой V, при частоте вынужденного излучения V обозначим через [c.189]

За исключением специфического провала (см. фиг. 19) вблизи направления согласования фазовой скорости антистоксовой компоненты с фазовой скоростью излучения основной частоты, коэффициент усиления вынужденного комбинационного рассеяния почти изотропен. Действительно, оказывается возможным получить вынужденное излучение со стоксовой частотой, идущее под углом к лазерному лучу накачки [43]. Конечно, при параллельном расположении лучей объем взаимодействия оказывается обычно намного больше. Так как эффективная длина взаимодействия для внеосевого направления меньше, то для возбуждения рассеяния в этом направлении величину отражений для излучения со стоксовой частотой, идущего вперед, следует свести к минимуму, а на пути внеосевого луча установить зеркала с высоким коэффициентом отражения. Если сфокусировать лазерный луч диаметром 1 см с помощью цилиндрической линзы, то в фокусе ее перпендикулярно направлению исходного луча образуется линия длиной 1 см с высокой плотностью мощности накачки. Создав обратную связь с помошью зеркал, расположенных перпендикулярно этой линии. Танненвальд [44] осуществил генерацию стоксовой компоненты в направлении, образующем прямой угол с накачкой. [c.236]

Изящное решение проблемы возбуждения дается использованием распространяющейся волны, в которой возбуждение распространяется со скоростью света таким образом, что инверсия населенности создается с той же скоростью, с какой она разрушается за счет вынужденного излучения. Полученное усиление настолько сильно, что не возникает необходимости в резонаторе — лазер действует в ультрафиолетовой области. Молекулярный лазер на азоте, который, видимо, первый заработал на электронных перехода в молекулах, использует теперь этот принпип и дает несколько линий в близком ультрафиолете в окрестности 3371 А. Другое решение в области коротких волн — использование пучка высокоэнергетических электронов с энергией порядка l- 2 Мэе, которые осуществляют одновременно возбуждение и ионизацито газа (энергии, необходимые для обоих процессов, близки и составляют 10- 20 эв). На водороде с использованием обоих этих методов был установлен рекорд наименьшей наблюденной длины волны вынужденного излучения в полосе излучения Вернера (Я, = 1161 А) (рис. 9). Полученная пиковая мощность довольно [c.41]

Вынужденное излучение представляет собой одно из наиболее интересных явлений, которые могут возникать при взаимодействии электромагнитного излучения с веществом. Это явление заключается в том, что фотон взаимодействует с электроном и, прежде чем поглотиться, индуцирует излучение идентичного фотона. Лазерный эффект получается при обеспечении обратной связи, т. е. возвращения части этого излучения в лазер. Теория лазера любого типа может быть развита из соотношений Эйнштейна [1] для скоростей переходов при поглощении и при вынужденном и спонтанном излучении. Однако характер вынужденного излучения в полупроводниках отличается от характера вынужденного излучения в газовых лазйрах или в других твердотельных лазерах, что приводит к некоторому отличию в терминологии. В полупроводниках оптические переходы происходят между распределенными совокупностями энергетических уровней в зонах, в то время как в других лазерах переходы происходят обычно между дискретными энергетическими уровнями. Кроме того, в инжекционном лазере электроны тока накачки преобразуются с высокой квантовой эффективностью непосредственно в фотоны В этой главе выводятся выражения, необходимые для вычисления коэффициента усиления в полупроводнике, а затем находятся и обсуждаются соотношения между коэффициентом усиления, потерями и плотностью порогового тока. [c.132]

В следующем параграфе мы сначала выведем выражение для спектральной плотности удельной энергии фотонов излучения абсолютно черного тела, которое затем используем для получения соотношений Эйнштейна [1]. Эти соотношения показывают, что вероятности поглощения и вынужденного излучения равны друг другу и связаны с вероятностью спонтанного излучения. Соотношения Эйнштейна приводят к необходимому условию вынужденного излучения, полученному Бернаром и Дюрафуром [2] это условие требует, чтобы расстояние между квазиуровпямн Ферми превышало энергию излучаемого фoтoнaJ Из соотношений Эйнштейна мы получим выражения для коэффициента поглощения, скорости спонтанного излучения и суммарной скорости вынужденного излучения. Кроме того, мы выведем соотношения между коэффициентом поглощения и ско- [c.132]

В 4 приводятся выражения для коэффициента поглощения и скоростей спонтанного и вынужденного излучений в полупроводниках. Эти выражения требуют вычисления матричного элемента и плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне. Для обычно встречающихся концентраций примеси в ак- тивных областях полупроводниковых лазеров плотность состояний в зоне проводимости н валентной зоие зависит от концентрации примеси,.что приводит к образованию хвостов зон внутри запрещенной зоны. Представление хвостов зон моделями Кейна [4] и Гальперина и Лэкса [5] дано в 5 этой главы. [c.133]

Часто используют величину, называемую суммарной скоростью вынужденного излучения Г21 (вынужд.) и представляющую собой разность между скоростями переходов вниз -421 н вверх 412. Из соотношений (3.2.17) н (3.2.20) находим [c.141]

Стало общепринятым [18] называть скоростью вынужденного излучения / вывужд ( 21) величину Л2 [/2 — А вследствие ее схожести по форме записи со скоростью спонтанного излучения, определяемой выражением (3.2.21) [c.142]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...