Оптическая область частот

В пионерской работе Гинзбурга и Франка [45.1] был рассмотрен случай перпендикулярного пролета заряженной частицы через плоскую границу раздела двух однородных сред. Было показано, что при этом возникает излучение, названное авторами переходным, которое в основном сосредоточено в оптической области частот, если рассматривать ту его часть, которая испускается в заднюю полусферу (назад) относительно направления движения частицы. Спектральная интенсивность излучения в этом случае с увеличением лоренц-фактора частицы (отношения полной энергии к энергии покоя) растет по логарифмическому закону. Следовательно, измерение интенсивности переходного излучения в принципе дает новый способ определения лоренц-фактора частицы высоких энергий. [c.11]

Проанализируем величину (2.6) отдельно в оптической области частот (когда величина г не близка к 1) и в рентгеновской области частот (когда - [c.57]

Оптическая область частот [c.57]

Если размеры сгустка имеют порядок ОД — 1 см, лоренц-фактор частиц 10 , ТО для оптической области частот 10 см) фактор когерентности О в случае равномерного распределения частиц в сгустке имеет порядок 10 —10 т. е. критическое число Л кр 10 — 10 В случае гауссовского распределения это число значительно больше. Для рентгеновской же области частот число Л кр получается настолько большим, что для реальных пучков, имеющихся в современных ускорителях или накопителях, излучение всегда получается практически полностью некогерентным, [c.138]

Нелинейные зависимости поляризации и намагниченности от напряженностей поля были известны уже в прошлом столетии. При этом следует иметь в виду явления с участием полей с относительно низкими, т. е. не принадлежащими к оптической области, частотами с другой стороны, были известны также процессы, при которых показатели преломления световых волн зависят от полей с низкими частотами и в предельном случае от статических полей. К первой категории принадлежат, [c.25]

Поэтому частота колебаний электрона, занявшего вакансию, будет в сотни раз больше частоты колебаний атома. А этого как раз достаточно, чтобы довести частоту колебаний электрона до оптической области. Правильность такого объяснения радиационного окрашивания подтверждается известным еще сто лет назад эффектом точно такого же окрашивания поваренной соли при нагреве ее в парах натрия с последующим быстрым охлаждением. Этот процесс приводит к избытку натрия, т. е. к хлорным вакансиям, и следовательно, к появлению центров окраски. [c.657]

Амплитудно-частотная характеристика отражателя во всей области частот показана на рис. 2.7, Условно выделяют три области волновых размеров длинноволновую, или релеевскую /, где 6 X, kb 1 резонансную II, в которой размеры отражателя соизмеримы с длиной волны коротковолновую, или оптическую III, где й > X, feb > 1. [c.106]

Читая эти страницы, мы можем рассматривать обе указанные темы в контексте связи с видимым светом, но вместе с тем мы будем обращаться к некоторым важным приложениям в других областях электромагнитного спектра. Обсуждая формирование изображений, мы будем переходить из оптической области к методу использования рентгеновских лучей для расшифровки атомной структуры вещества, а в другом предельном случае к астрономии и структуре Вселенной. Что же касается спектроскопии, то здесь методы Фурье применяются теперь в широком диапазоне частот. [c.9]

По этим причинам плоскость дифракционной картины называют фурье-плоскостью (или фурье-пространством), или, иначе, плоскостью (областью) частот (пространственных). Кроме того, как впервые отмечено в гл. 2, можно также использовать термин взаимное пространство ввиду существования соотношения взаимности между масштабом дифракционной системы и создаваемой ею картиной. Каждая из этих интерпретаций имеет свои специфические особенности и область применения, например частотное пространство , широко используется в обработке оптических данных (разд. 5.5). [c.56]

М—1)/2 ДО т= М — 1)/2, а 6v=6(o/2n= /2L — частотное расстояние между модами здесь оно принято постоянным во всей области частот генерации. Это, например, соблюдается всегда, когда можно пренебречь дисперсией оптической среды, влияющей на оптическую длину резонатора L. В зависимости от свойств активного вещества и резонатора фазы ф различных собственных колебаний могут быть статистически зависимыми или статистически независимыми. [c.91]

Поскольку Y очень мала [см. (9.7)], в оптической области, за, исключением частот соя соо, Y D (оо — ф2)2 (15.21) [c.90]

Диапазон рабочих частот в радиоэлектронике непрерывно расширяется и в настоящее время достиг оптической области. Проникновение в субмиллиметровый, инфракрасный и видимый диапазоны электромагнитных колебаний связано с освоением принципиально новых методов генерации, усиления и преобразования сигналов. Эти методы базируются на квантовых эффектах, в связи с чем соответствующую область радиоэлектроники называют квантовой электроникой. [c.246]

Другой, независимый способ определения основан на изучении спектра поглощения. Оптически наблюдаемые в инфракрасной области частоты колебаний характерных для вещества остаточных лучей (не поглощаемых пластинкой из данного вещества) позволяют установить некоторые из частот собственных колебании и найти максимальную частоту и 0в (см. табл. 22). [c.271]

Из явлений микромира отметим эффект Комптона (см. 9.6), при котором рентгеновское излучение передает часть своего импульса электронам, на которых оно рассеивается, и тем самым сообщает этим электронам отдачи большие скорости. Импульс излучения обнаруживает себя также в отдаче , которую испытывает атомное ядро при испускании гамма-лучей. Это явление вполне аналогично отдаче ружья при выстреле. Эффект отдачи в принципе существует и при испускании света атомами, но в оптической области он приводит к ничтожному сдвигу частоты испускаемого света (значительно меньшему естественной ширины линии). [c.171]

Отметим, в частности, содержащуюся в эТом распределении синусоидальную интерферограмму , которая выступает как настоящая оптическая интерференционная структура в усреднен ном распределении интенсивности на выходе оптической системы обработки данных, показанной на рис. 8.30. Пространственная частота этой иитерферограммы однозначно связана с расстоянием Ах между двумя компонентами. Чтобы точно изМе рить период этой иитерферограммы, потребуем, чтобы средний квадрат МПФ данной системы, формирующей изображение, имел значительную составляющую в области частот, намного больших, чем соответствующие периоду иитерферограммы. Конечно, возможность извлечения этой информации целиком за висит от отношения сигнала к шуму в данной интерферограмме, но этот вопрос мы отложим до гл. 9. На рис. 8.31 показана экспериментально зарегистрированная интерференционная картина, полученная описанным выше способом. [c.419]

Это выражение и нужно, чтобы выяснить различие между излучением в оптической области спектра и излучением на более низких частотах. [c.460]

Анализ эмиссионных сигналов с исключительно высоким разрешением может быть выполнен путем смешивания при фотоэлектрическом приеме (см. разд. В 1.31, В 1.4). Фототок фотоэлектрического приемника зависит от напряженности поля на катоде по квадратичному закону, причем следует провести временное усреднение по времени срабатывания приемника. Частотный анализ фототока, изменяющегося во времени, дает информацию о спектральном распределении излучения с очень высоким разрешением. Таким способом могут быть определены ширины линий оптического излучения порядка нескольких герц. При этом минимальная измеримая разностная частота определяется продолжительностью времени измерения, в течение которого может быть обеспечена достаточная стабильность всех частей аппаратуры. Доступная обработке область частот ограничена наивысшей частотой приемника и регистрирующей электронной аппаратуры. Описанный метод измерений особенно применим для исследования стабильности частот и спектральных свойств стабилизированных лазеров, причем могут сравниваться между собой. также выходные сигналы двух независимых лазеров. Кроме того, исследуются линии рассеяния, расположенные близко к возбуждающей линии, в частности их контуры. [c.53]

Наконец подчеркнем, что простота геометрической оптики связана в основном с тем, что обычно в каждой точке поле представляет собой плоскую волну. В оптическом диапазоне частот области, в которых простая геометрическая модель оказывается несправедливой, встречаются весьма редко фактически в большинстве оптических задач эта модель дает по крайней мере хорошее нулевое приближение для более тонкого исследования. [c.127]

Для преобразования частоты лазерного излучения используются также и нелинейности поляризации более высокого порядка (кубическая, четвёртой степени и и т. д.). Оптические умножители частоты, использующие высшие нелинейности, позволяют в одном каскаде тюлучать высшие гармоники осн. излучения лазера, т. е. осуществлять прямые процессы преобразования ю — 3 , ю— 4 и т. д. Таким способом получено самое коротковолновое когерентное излучение в вакуумной УФ-области спектра с = 53,5 и 38,8 нм путём генерации пятой и седьмой гармоник на нелинейностях и в Не и Ме. На нелинейности в парах На получена девятая гармоника излучения лазера на неодимовом стекле с А, = 117 нм. Однако эффективность таких процессов обычно невелика вследствие малости величин соответствующих нелинейных восприимчивостей среды, и поэтому заметное преобразование можно получить лишь при достаточно высоких интенсивностях осн. излучения (к-рые ограничиваются лучевой прочностью среды), реализуемых, как правило, для импульсов пикосекундного диапазона. В большинстве случаев для оптич. умножителей частоты более эффективным оказывается использование неск. каскадов последонат. удвоения частоты. [c.448]

В области частот вьште 4000см и во всем оптическом диапазоне молекулярные кристаллы должны найти широкое применение в световодных усилителях электромагнитного излучения с использованием ВКР [112, 258]. Это применение им обеспечивает высокая нелинейная восприимчивость и сравнительная простота технологии изготовления. Световодные усилители с использованием ВКР представляют собой оптическое волокно, накачиваемое примерно до порога возбуждения стоксовой компоненты ВКР. Частота этой компоненты должна быть равна частоте усиливаемого сигнала. Пороги ВКР в материалах, из которых изготовляются световоды, например в кварце и стеклах, близки к порогам разрушения. Использование ВКР-усилителей на капиллярах, заполненных веществом с большой нелинейной восприимчивостью, значительно понижает протяженность усилителей и необходимую мощность накачки. [c.180]

В малых частицах ионных кристаллов благодаря возбуждению поверхностных оптических фононов резонансные пики поглощения или испускания ИК-света появляются в запрещенной у массивного вещества области частот между со-/- и ol- Теория предсказывает единственный резонанс при частоте сор Фрёлиха для сферических частиц (см. уравнение (416)) и два пика поглощения для кубических частиц при частотах (o сэр (сильный пик) и сОс (слабый пик) [996]. Ожидаемые резонансные частоты в случае малых частиц NiO и MgO разной формы рассчитаны в работе [997]. Разброс опубликованных экспериментальных данных для положений резонансных пиков частиц ионных кристаллов, очевидно, связан с различием формы, распределения частиц по размерам и их группировок в зависимости от способа приготовления образцов. Именно группировками частиц объясняются наблюдаемые пики поглощения массивного кристалла при oj- и к1,4а)7 (двухфононный процесс) у разных образцов из малых частиц NiO [997, 998]. [c.309]

Поскольку частоты соь со2 и ( oi + (02) лежат в инфракрасной или оптической области спектра, фотоприемники на них не реа> гируют. Разность же частот часто попадает в полосу пропускания подобных приемников и может быть измерена в фотосмеси-тельных диодах [47]. Для наблюдения оптических биений применялись фотодиоды разных типов [47, 48]. В гл. 9 рассматривается лампа бегущей волны с фотокатодом, пригодная для исследований оптических биений в СВЧ-диапазоне. [c.79]

Вьщеление частот генерации достигается тем, что порог генерации создается только для узкой области частот. Например, положения призмы и зеркала (рис. 297) подбираются так, что в среду после отражения от зеркала благодаря дисперсии и разным углам преломления возвращаются лишь лучи с определенной длиной волны. Только для таких длин волн обеспечивается лазерная генерация. Вращая призму, можно обеспечить непрерывную перестроЙ1о частоты излучения лазера на красителях. Генерация осуществлена со многими красителями, что позволило получить лазерное излучение не только во всем оптическом диапазоне, но и на значительной части инфракрасной и ультрафиолетовой областей спектра. [c.325]

В этих институтах уже разработаны высокоточные, частотно-стабплизн-рован 1ые гелий-неоновые лазеры на длины волн 3,39 и 0,63 мкм, которые обеспечивают воспроизводимость частоты излучения в несколько единиц 10 и 11-го разряда. Они должны будут использоваться для проведения международных сличений и передачи размера единицы в оптическую область спектра. [c.50]

Времена релаксации для процессов ориентации диполей изменяются в широких пределах и сильно зависят от температуры. Например, для воды при комнатной температуре т 10 " с, для льда при —20°С т 10 с. Если дипольные моменты молекул велики, то и значения е при низких частотах (0 С1/т оказываются большими. Так, у воды при комнатной температуре е=81, п= г =9. При частотах о 1/т орйентационный механизм практически не дает вклада в восприимчивость, т, е. молекулы ведут себя так, как если бы они не были полярными. Для воды при оптических частотах диэлектрическая проницае1 сть составляет всего лишь 1,77 (показатель преломления п= е =1,33). Переход от статических значений е к значениям, соответствующим оптическим частотам, происходит в области частот а 1/т. Для воды это примерно 10 ° Гц, что соответствует диапазону сантиметровых радиоволн (микроволны). На оптических частотах рассматриваемый механизм поляризации никакой роли не играет. [c.101]

Для всех частот шо, лежащих в оптическом диапазоне, выполняется сильное неравенство у-Сшо. При этом условии первый сомножитель в подынтегральном выражении в (9.11) имеет резко выраженный резонансный характер он имеет острый максимум при ш=шо и быстро приближается к нулю, как только со отклоняется от Шо более чем на у. Поэтому заметный вклад в интеграл дает лишь узкая область частот вблизи ш=шо. Второй сомножитель /ш — искомое спектральное распределение излучения — представляет собой плавную функцию частоты, так что в пределах этой области его можно считать постоянным и вынести за интеграл, заменив значением при ш = шо. Ьфоме того, можно заменить в первом сомножителе ш на шо, а шо —ш на 2шо(шо —ш). При -у шо нижний предел интегрирования можно распространить до — оо. Тогда [c.427]

Пренебрегая квадратом импульса фотона, мы теряем сдвиг частоты ии-зл эффекта отдачи атома, который может быть существенным при идлучении у-кваптоп атомным ядром (см. задачи 1. 2). В оптической области эффект отдачи приводит к ничтожному сдвигу частоты. [c.471]

Для конденсированных сред в оптической и дооптической областях частот характерны значения е, не близкие к единице [c.41]

Заметим, в частности, что в этой промежуточной области частот интересующий нас второй момент прямо пропорционален МПФ дифракционно-ограниченной оптической системы, а коэффициент пропорциональности равен отиощению квадратов го н Оо. Поскольку дифракционно-ограниченная МПФ имеет значительную величину в этой промежуточной области частот, может быть значительным здесь и второй момент МПФ, если отнощение го/Оо не слишком мало. [c.422]

Рис. 1.4. Пример асположения модовых частот в оптической области. В общем случае в линию излучения могут попадать многие частоты.

Шавлов и Таунс предложили распространить принцип действия мазера на оптическую область, используя оптические переходы между электронными уровнями атомов. При попытках реализовать принцип действия лазера возникают новые по сравнению с мазером фундаментальные проблемы. Это связано в первую очередь с тем, что длина волны света мала по сравнению с любыми приемлемыми размерами резонатора. Таким образом, в общем случае интервал между частотами различных мод становится очень малым, а потому в частотную полосу атомного перехода попадает большое число мод (рис. 1.4). Следовательно, приходится осуществлять выделение нужной моды. Одна из возможностей такого выделения заключается в том, что убирают боковые стенки резонатора и используют просто два зеркала, расположенных параллельно друг другу на его концах. При этом образуется интерферометр Фабри— Перо, что было предложено Шавловом, Таунсом, Прохоровым и Дике. Селекция мод осуществляется двояко (рис. 1.5 и 1.6). Прежде чем начнется процесс генерации лазерного излучения, возбужденные атомы спонтанно испускают свет во всех возможных направлениях. Благодаря указанному расположению зеркал в резонаторе будут существовать достаточно долго (для э екта вынужденного испускания) только те световые волны, которые распространяются в направлении, близком к оси лазера. Другие же моды не будут усиливаться. Такой механизм особенно эффективен, поскольку за счет вынужденного испускания усиливаются волны, которые имеют одни и те же направление, длину волны и поляризацию. Таким образом, интерферометр Фабри—Перо осуществляет сильную дискриминацию мод по их временам жизни в резонаторе. Далее, при указанном расположении зеркал может поддерживаться возбуждение только тех аксиальных мод, для которых выполняется условие [c.26]

В принципе световое и вообще электромагнитное поле содержит все возможные длины волн, направления распространения и на правления поляризации. Но главное назначение лазера как прибора состоит в генерации света с определенными характеристиками. Первый этап селекции, а именно по частоте, достигается выбором лазерного материала. Частота V испускаемого света определяется формулой Бора Ну = и нач — конечн и фиксируется выбором уровней энергии активной среды. Разумеется, линии оптических переходов не являются резкими, а по различным причинам уширены. Причиной уширения могут быть конечные времена жизни уровней вследствие излучательных переходов или столкновений, неоднородность кристаллических полей и т. д. Для дальнейшей селекции частот используются оптические резонаторы. В простейшем СВЧ-резонаторе, стенки которого имеют бесконечно высокую проводимость, могут существовать стоячие волны с дискретными частотами. Эти волны являются собственными модами резонатора. Когда ученые пытались распространить принцип мазера на оптическую область спектра, было не ясно, будут ли вообще моды у резонатора, образованного двумя зеркалами и не имеющего боковых стенок (рис. 3.1). Вследствие дифракции и потерь на пропускание в зеркалах в таком открытом резонаторе не может длительно существовать стационарное поле. Оказалось, однако, что представление о типах колебаний (модах) с успехом может быть применено и к открытому резонатору. Первое доказательство было дано с помощью компьютерных вычислений. Фокс и Ли рассмотрели систему двух плоских параллельных зеркал и задали начальное распределение поля на одном из зеркал. Затем они исследовали распространение излучения и его отражение. После первых шагов начальное световое поле рассеивалось и его амплитуда уменьшалась. Однако после, скажем, 50 двойных проходов мода поля приобретала некую окончательную форму и ее амплитуда понижалась в одно и тоже число раз при каждом отражении (с постоянным коэффициентом отражения. Стало ясно, как обобщить понятие моды на случай открытого резонатора. Это такая конфигурация поля, которая не изменяется [c.64]

Прямые измерения в области частот, превышающих частоты микроволнового диапазона, т. е. в инфракрасной и в видимой областях, до последних лет не производились вследствие экспериментальных трудностей. В последнее время удалось сравнить некоторые лазерные частоты с частотными эталонами в высокочастотной области, что позволило их непосредственно определить. Сравнение осуществляется с помощью гетеродинных методов— путем измерения разностей частот основных тонов или гармоник различных лазеров с возрастающей длиной волны и последующего сравнения частоты наиболее длинноволнового лазера с высшими гармониками клистронных частот, согласованных с цезиевыми часами. Для измерений применяются функциональные элементы, в которых путем смешивания частот осуществляются преобразование оптического излучения в радиочастотное и обнаружение этого излучения такими элементами могут служить различные фотоэлектрические приемники, особенно точечные детекторы (например, вольфрамовая спиральная контактная пружина кристаллического детектора), а также контакты Джозефсона, у которых выходящий сигнал нелинейно зависит от напряженности поля падающего света. При таких измерениях частично используются нелинейные взаимодействия очень высокого порядка. Если входной сигнал состоит из двух монохроматических линий с частотами f ито при наличии квадратичной зависимости выходного сигнала от напряженности поля он модулируется с частотой а = f — У, если А/т 1 те — время срабатыва- [c.44]

В области звуковых частот диэлекфическая пронпцаедюсть обычно не зависит от частоты. С возрастанием частоты ориентационная поляризация начинает отставать от поля и в конце юнцов совсел перестает влиять на диэлектрическую проницаемость. Этот переход обычно происходит в радиочастотной области. При еще более высоких частотах, обычно в инфракрасной области, наблюдается другой тип перехода, когда частота воздействия приближается к собственным частотам колебаний ионов или превосходит их. В оптической области вклад от ориентационной поляризации пренебрежимо мал вкладом от атомной поляризации также люжно пренебречь. В этой области измеряется не диэлектрическая проницаемость г, а показатель преломления /7, квадрат которого равен г при условии, что обе эти величины определены при одной и той же частоте. Показатель преломления несколью изменяется с частотой в оптической области, что связано с постепенным приближением к собственным частотам колебаний электронов, лежащи.м в ультрафиолетовой области. [c.230]

Выделим одно из изолированных экситонных состояний в квантовой яме, например уровень е1 — М1(1 ), обозначим резонансную частоту выделенного экситона в виде соц смотрим область частот Асо, широкую по сравнению с обратным временем жизни экситона, но узкую по сравнению с расстоянием со о - со о 1ДО ближайшего другого экситонного резонанса со . При нормальном падении света возбуждается экситон с нулевым двумерным волновым вектором, т.е. с КX = К у = 0. Экситон может рассеяться на фононе или статическом дефекте в состояние с К 0, захватиться на локализованное состояние (с испусканием акустического фонона), испустить оптический фонон и высветиться в области частот за пределами интервала До. Время жизни экситона по отношению к указанным или аналогичным диссипативным процессам обозначим в виде т. Кроме того, экситон может когерентно излучить вправо или влево фотон на той же частоте со и с волновым вектором к. Соответствующее время т о называется радиационным временем жизни экситона. Смысл введенных параметров со о. и X о удобно пояснить на примере нестационарной постановки задачи при импульсном возбуждении экситона его вол- [c.96]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...