Однофотонные процессы

Если в оптическом переходе участвует один фотон, то такой переход (такой процесс взаимодействия излучения с веществом) называют однофотонным. Однофотонный переход сопровождается либо рождением (испусканием), либо уничтожением (поглощением) фотона, причем испускание фотона может быть либо спонтанным, либо вынужденным. До сих пор мы имели дело только с однофотонными переходами (однофотонными процессами). Они определяют свойства теплового излучения и оптические спектры вещества, лежат в основе как фотоэлектрических, так и люминесцентных явлений. С однофотонными процессами связано и нелинейно-оптическое явление просветления среды. [c.219]

ГЛАВА 10 ВЕРОЯТНОСТИ ОПТИЧЕСКИХ ПЕРЕХОДОВ 10.1. Квантовые переходы п нестационарной теории возмущений 241 10.2. Квантовые переходы под влиянием гармонического возмущения 245 10.3. Оператор взаи.модействия электрона с полем световой волны. Операторы рождения и уничтожения фотонов 250 10.4. Матричные элементы оператора взаимодействия электрона с полем световой волны 257 ГЛАВА 11 ОДНОФОТОННЫЕ ПРОЦЕССЫ 11.1. Вероятности однофотонных процессов 261 11.2. Дипольные переходы [c.239]

Вероятности однофотонных процессов [c.261]

Поглощение света. Рассмотрим отнесенную к единице времени вероятность однофотонного процесса, при котором связанный электрон поглощает фотон в -м состоянии, характеризующемся энергией Йсо, волновым вектором к и [c.261]

Испускание света. Рассмотрение вероятности однофотонного процесса с испусканием 1-фотона выполняется аналогичным образом. При этом используется слагаемое [c.262]

Используя (11.1.10), перепишем выражения для вероятностей вынужденных однофотонных процессов для поглощения [c.263]

Неравенство (11.2.1) существенно упрощает входящие в выражения для вероятностей однофотонных процессов матричные элементы [c.264]

Вероятности однофотонных процессов в дипольном приближении. Исходя из (11.2.5) и используя (11.2.7), преобразуем (11.1.4) к виду [c.265]

В дипольном приближении вероятности однофотонных процессов определяются матричными элементами электрического дипольного момента электрона. По этой причине рассматриваемое приближение называют дипольным, а рассчитанные в этом приближении переходы в системе электрон + поле излучения — дипольными переходами. [c.265]

Подстановка параметров в формулу дает при /=10 Вт-см значение (l-f-1,5) 10 что на несколько порядков величины меньше вероятности однофотонного процесса. [c.20]

Обнаружение многофотонных (нелинейных) процессов привело к современному взгляду на однофотонные процессы, как на результат реализации предельного случая, когда взаимодействие происходит при малой интенсивности света. [c.13]

Сначала обратимся к другим нелинейным процессам, возникающим при взаимодействии интенсивного излучения оптического диапазона частот с атомами. Это — многофотонные аналоги известных однофотонных процессов, о которых уже шла речь выше (рис. 1.1) — многофотонное возбуждение атома и многофотонное рассеяние света атомом, рэлеевское и рамановское. [c.23]

Принцип метода можно проиллюстрировать на примере однофотонного процесса, в котором участвуют только один атомный переход и одна мода при этом также применяется дипольное приближение. Матричный элемент оператора взаимодействия в дипольном приближении с любыми (нормированными) состояниями 1ф>> I ) может быть записан в форме [c.191]

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]

Нелинейные однофотонные процессы в лазерах [c.289]

Покажем теперь, что полученные на полуклассической основе соотношения для а, р, АК позволяют также вывести уравнения баланса для лазера. Они получаются в том же виде, в каком обычно вытекают из последовательных квантовых формул для скоростей изменения вероятностей переходов при однофотонных процессах. Мы воспользуемся заданными в уравнениях (3.11-21) — (3.11-23) скоростями изменения для вывода уравнений баланса простого трехуровневого лазера (фиг. 28). В со- [c.297]

Уже задолго до создания лазеров были открыты процессы, в которых атомная система поглощает несколько световых квантов и при этом переходит в состояние с энергией, превышающей энергию основного состояния на сумму энергий поглощенных квантов. Но эти процессы представляли собой следующие друг за другом однофотонные процессы, в результате которых молекула претерпевала ступенчатое возбуждение с одного резонансного уровня на другой. В отличие от такого возбуждения лишь после создания первого лазера удалось достичь состояний с высокой энергией путем одновременного поглощения двух или нескольких фотонов без возбуждения промежуточного резонансного уровня [c.314]

Мы видим, что скорость перехода складывается из двух частей, из которых первая (ВКР) пропорциональна произведению плотностей излучения входящего и выходящего света, тогда как вторая (СКР) пропорциональна только плотности излучения падающего света. Величины А о1 и В о1 зависят от молекулярных частот переходов и переходных моментов, а также от частот соз и 1. Отношение Ло1/Во1 зависит, помимо универсальных констант, только от 5 и равно отношению коэффициентов Эйнштейна А и В для вынужденного и спонтанного излучения при однофотонном процессе (см. п. 3.111) в этой связи проблемы теплового равновесия могут быть исследованы для процессов рассеяния так же, как для однофотонных процессов. Полученные результаты свидетельствуют о принципиальном значении теории рассеянного излучения Дирака. [c.358]

Нестационарные явления при однофотонных процессах [c.407]

Граничное условие имеет вид /( = О, ti) = /o(t)), а начальное условие гласит (d/dQ = — 5 yJ. в предельных случаях xlT уравнение (3.22-2) может быть снова сравнительно легко решено, и могут быть вычислены результирующие изменения населенностей и преобразования формы импульса. Характерное отличие от однофотонного процесса заключается в том, что области импульса с высокими интенсивностями участвуют во взаимодействии с большим весом. Это видно очень отчетливо в процессах, происходящих в тонком слое вещества, в котором можно пренебречь изменениями величины /. В этом случае решение имеет структуру, подобную структуре решения для однофотонного поглощения. Опять выполняется уравнение (3.21-7), но t) теперь определяется выражениями [c.433]

Мы рассмотрим эти уравнения только в одном простом случае. Представим себе, что исследуемый образец является тонким слоем вещества и что, как и в п. 3.211, можно пренебречь ослаблением лазерной волны вследствие поглощения, т. е. обратным действием на лазерный импульс. При этих предположениях напряженность поля выступает в материальных уравнениях как заданный и зависящий от времени параметр. Это, однако, означает, что мы можем воспользоваться всеми результатами п. 3.211, полученными для однофотонных процессов при этом необходимо только подставить соответствующие параметры, тогда как в остальном уравнения имеют ту же самую структуру. [c.435]

С сильно возбужденными материальными системами после прохождения через них импульса накачки могут быть проведены очень интересные эксперименты. Например, непосредственно после достижения инвертированного состояния можно возбудить вынужденное антистоксово рассеяние. Кроме того, по аналогии с экспериментами по фотонному эху, основанными на однофотонных процессах, в принципе возможны эксперименты по комбинационному эху (см., например, [3.22-9]). Однако экспериментальные трудности очень велики, так как требуются экстремальные свойства световых импульсов и материальных сред. Но случай более слабого возбуждения, при котором не достигается положительная инверсия, также представляет большой интерес, поскольку создаются изменения населенностей и волны поляризуемости они продолжают существовать и после прекращения светового импульса и в течение их времен зату- [c.442]

Матричные элементы для квадрупольных и магнитно-ди-польных переходов. Если дииольные переходы запрещены, то для вычисления вероятностей однофотонных процессов надо воспользоваться следующим после единицы членом в [c.270]

Сопоставление вероятностей переходов разного типа. Пусть, w , ш Э — отнесенные к единице времени веролт-ности какого-либо однофотонного процесса для диполькых, магнитно-дииольных и квадрупольных переходов соответственно. Оценим отношения этих вероятностей. На основании полученных выше результатов (см. (11.2.7) и (11.3.2)) заключаем [c.273]

Это отвечает дипольному приближению, уже применявшемуся при рассмотрении однофотонных процессов. Испрль- [c.276]

Возможность тех или иных М. п. определяется отбора правилами для соответствующих многофотонных переходов. Эти правила существенно отличаются от таковых для однофотонных процессов поглощения и испускания. Напр., однофотовные эдектрич. дипольные переходы между состояниями с одинаковой чётностью запрещены правилами отбора, в то же время такой запрет по чётности отсутствует для многофотонаых переходов между этими состояниями с участием чётного числа фотонов, [c.167]

При рассмотрении некоторых типичных нестационарных процессов, протекающих при резонансном возбуждении атомной системы ультракоротким импульсом, мы ограничимся однофотонными процессами. Такие процессы уже играли важную роль в некоторых проведенных выше теоретических расчетах. Примерами могут служить насыщающееся поглощение при пассивной синхронизации мод и явления насыщения при вынужденном излучении во всех типах лазеров. Эти процессы являются основополагающимЕГ для объяснения принципа действия лазеров. Типичные интервалы времени, в течение которых такие процессы нами рассматривались, определялись условиями стационарности (tx, T2i, Г21) или квазистационарности (тх, t2i, Til). Это позволяло использовать для описания процессов в обоих случаях скоростные уравнения. Напротив, этот раздел мы хотим посвятить исследованию заведомо нестационарных процессов (тх,<Г21, Т21), описание которых в рамках скоростных уравнений невозможно. Это не позволяет в общем случае пренебрегать производной по времени в уравнении для недиагонального элемента матрицы плотности (1.65) (см. по этому поводу также пп. 6.2.3.4 и 8.2.4). [c.313]

Рис. 1.1. Схемы однофотонных процессов, а — фотоионизация атома, б —- фо-товозбуждение атома, в — рэлеевское рассеяние света атомом, г — рамановское рассеяние света атомом. Е — энергия электрона в атоме, Ег — потенциал иониза-ции атома, п — основное состояние, т, q — возбужденные связанные состояния электрона в атоме, прямые стрелки — вынужденные переходы электрона в результате поглощения фотона, волнистые стрелки — свет, рассеянный атомами

Рис. 1.1. Схемы однофотонных процессов, а — фотоионизация атома, б —- фо-товозбуждение атома, в — <a href="/info/22636">рэлеевское рассеяние</a> света атомом, г — <a href="/info/240265">рамановское рассеяние света</a> атомом. Е — <a href="/info/144614">энергия электрона</a> в атоме, Ег — потенциал иониза-ции атома, п — <a href="/info/12627">основное состояние</a>, т, q — возбужденные <a href="/info/367792">связанные состояния</a> электрона в атоме, прямые стрелки — <a href="/info/14571">вынужденные переходы</a> электрона в результате поглощения фотона, волнистые стрелки — свет, рассеянный атомами

Используя лазерное излучение, были обнаружены и многофотонные аналоги других основных однофотонных процессов — многофотонное возбуждение атома, возбуждение высших гармоник при рассеянии света (многофотонное рэлеевское рассеяние света) и гиперрамановское (многофотонное рамановское) рассеяние света атомом (рис. 1.2). [c.12]

Результаты исследований процесса нелинейной ионизации атомов указывают на еще одно принципиальное отличие этого процесса от всех однофотонных процессов — сильное влияние внешнего ионизующего поля на исходную структуру атома. За исключением отдельных частных случаев, требующих для своей реализации экстремально малой напряженности внешнего поля (например, в случае малофотонных нерезонансных процессов), во всех других случаях возмущение исходного атомного спектра электронных связанных состояний или различные другие процессы играют существенную, а иногда и определяющую роль при нелинейной ионизации атома. Изменение структуры исходного невозмущенного атома происходит за счет таких процессов, как резонансное перемешивание атомных уровней (см. [1.2] гл. VI), и нерезонансный динамический эффект Штарка (гл. IV, VI). Рассмотрим кратко физическую сущность этих эффектов. [c.19]

Первое отличие — вероятность нелинейных процессов в единицу времени определяется интенсивностью излучения (т.е. числом фотонов, проходящих через единицу площади через единицу времени), а не полным числом фотопов, падающих па мишепь в единицу времени, как в случае однофотонных процессов. [c.61]

Вычисление можно выполнить по аналогии с чисто классическим рассмотрением, как в ч. I, причем мы также и здесь ограничимся изотропными средами. Если вычислять зависимость d. [ .] на основании модели одной молекулы в вакууме и напряженности поля Е., заданной внешними источниками, то учет влияния поля ближайших соседних молекул можно осуществить путем замены поля Е. на эффективное действующее поле Е у, при заданном распределении молекул оно может быть вычислено по заданному полю Е.. Метод, описанный в ч. I, мы изменим только в том, что примем во внимание влияние (по отношению к однофотонным процессам) нерезонансного молекулярного окружения, характеризуемого компонентой поляризации как на резонансную компоненту линейной поляризации так и на нелинейную поляризацию (Само собой разумеется, что подразделение линейной поляризации на резонансную и нерезонансную компоненты должно соответственно относиться к определенной области частот внешних полей. Если внешнее поле имеет частоту оа, то, согласно уравнению (2.33-7), в восприимчивости Ы< >(оа) можно выделить резонансную часть, к которой принадлежат члены с оадр — оа( с< 1/тар, и нерезонйнсную часть.) Исходным пунктом служит соотношение Лоренца [c.247]

Уравнения для инверсии заселенностей и поляризации при однофотониых процессах [c.260]

МОСТИ результатов используется полуклассическая или полностью квантовая методика рассмотрения. Исходя из одной и той же концепции, мы изучим сначала некоторые однофотонные процессы, а затем многофотонные процессы. В разд. 3.11 рассматриваются такие однофотонные процессы, при которых не возникает макрофизически прослеживаемое изменение свойств вещества под влиянием излучения (в применении к связи между поляризацией и напряженностью поля здесь речь идет о линейных процессах). Полученные при этом результаты можно будет как по методике, так и со многих других точек зрения перенести на многофотонные процессы, что облегчит их изучение, в том числе количественное. Затем мы обсудим уже такие однофотонные процессы, при которых под влиянием излучения существенным образом изменяются свойства вещества (например, происходит инверсия населенностей в атомных системах), вследствие чего возникает нелинейная зависимость поляризации от напряженности поля. Это имеет место, например, для процессов в лазерах (разд. 3.12) и в спектроскопии насыщения. [c.267]

Во-первых, оказалось возможным экспериментально зафиксировать переходы, запрещенные правилами отбора для однофотонных переходов или находящиеся при однофотонном поглощении в н еблагоприятной для исследования спектральной области [3.13-1 ]. Многофотонные и однофотонные процессы подчиняются различным-правилам отбора, в качестве примера можно указать на изменение квантового числа вращательного импульса в атомной спектроскопии, которое равно 1 для од-нофотопных процессов, а для двухфотонных процессов составляет О или 2. [c.315]

По аналогии с методом, примененным при трактовке однофотонных процессов [ср. уравнение (3.11-18) ], можно вместо уравнения (3.13-14), выведенного в предположении резких уровней энергии, вывести более общее соотношение для отнесенной к единице частоты скорости перехода под действием обеих падающих волн. Оно будет справедливым для переходов с произвольной нормированной функцией формы лшши — 1 — СОг), [c.323]

При измерении и вычислении поперечных сечений для многофотонной ионизации следует обращать внимание на то, должны ли учитываться промежуточные резонансы и какие именно [3.13-8]. Если типичные значения полных сечений двухфотонной ионизации при больших удалениях от промежуточных резонансов по порядку величины равны 10 ° м -с, то в области промежуточных резонансов они возрастают на несколько порядков (фиг. 35, а). При эффективных сечениях более высокого порядка сильно возрастают возможности появления промежуточных резонансов. На фиг. 35, б в качестве примера представлена зависимость эффективного сечения процесса двенадцатифотонной ионизации в водороде от энергии фотонов. Обращает на себя внимание влияние промежуточных резонансов. Они возникают в тех местах, в которых при однофотонном процессе достигаются дискретные уровни энергии атома водорода. В данном случае наблюдается несколько промежуточных резонансов, соответствующих поглощению одиннадцати фотонов имеется также один промежуточный резонанс, соответствующий поглощению десяти фотонов. На фиг. 35, в отмечена энергия фотонов неодимового лазера. Оценим поток фотонов неодимового лазера, необходимый для получения одного электрона в типичных экспериментальных условиях (плотность атомов 102 5 м- фокальный объем лазера Ю м длитель- [c.328]

Процессы, при к9торых длительность возбуждающего импульса сравнима с поперечным временем релаксации, были рассмотрены, например, в [3.2-2] и [3.22-4] при этом метод аналогичен применяемому в случае однофотонных процессов, описанных в разд. 3.21. [c.442]

Прежде чем обратиться к многофотонным процессам, представляется целесообразным с методической точки зрения сначала изучить явление на однофотонных процессах. В среде с потерями изменение когерентного состояния падающего света может произойти уже при однофотонных процессах, тогда как в непоглощающих веществах распределение фотонов по состояниям с фиксированным числом частиц остается неизменным сказанное справедливо, если в среде можно пренебречь многофотонными процессами, в особенности некогерент-ным рассеянием. При возникновении многофотонных процессов статистические свойства света, вообще гово- [c.460]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...