Частотный спектр полного излучения

Частотные спектры полного излучения (16.38) и краевого эффекта (16.43), вообще говоря, сложным образом зависят от частоты излучения оз. лоренц-фактора заряженной частицы и толщины пластины а. Для того, чтобы разобраться в этой зависи- мости, заметим, что поведение краевого эффекта в значительной [c.221]

Анализ частотного спектра полного излучения [c.222]

Частотный спектр полного излучения [c.232]

После интегрирования частотно-углового распределения 10. ( , о) по углу излучения 1 0 получим формулу для частотного спектра полного излучения, испускаемого из двух пластин [c.232]

Рис. 17.2. Частотные спектры полного излучения Ц7"о- (со)

Рассмотрим сначала полное излучение. Можно убедиться, что с точностью до малых поправочных членов частотные спектры [c.245]

Многократное рассеяние частицы в среде приводит к сглаживанию частотно-углового и частотного распределений интенсивности РПИ и возникновению тормозного излучения. При этом тормозное излучение возникает при частотах, больших граничной частоты (эффект поляризации среды). Если из полного излучения выделить часть, обусловленную наличием границ, то в ее частотном спектре при достаточно больших 7 будет иметь место обогащение высокими частотами, вплоть до частоты, квадратично зависящей от 7. [c.289]

При возбуждении лазера постоянным током с разрядом при холодной эмиссии в зависимости от силы разрядного тока, введения магнитного поля или емкостной нагрузки в цепь разрядной трубки превышение мощности выходных шумов в спектральном диапазоне от О до 300 кгц над фоном дробового шума фотоумножителя доходило до 40 дб [1], и эти шумы составляли до 20% полного выходного излучения лазера. В случае высокочастотного возбуждения всегда можно было добиться такого режима работы, когда выходные шумы лазера превышали дробовой шум фотоумножителя не более чем на 5%. Исследованный в оставшемся частотном интервале спектр выходных шумов лазера, не зависящих от возбуждения, нельзя было отличить от спектра дробового шума на выходе фотоумножителя, когда последний освещался белым светом. Степень хаотической [c.461]

ПОТОК S v как функция частоты V изображен на рис. 5.1 пунктирной кривой. Площадь, ограниченная этой кривой, дает полное количество лучистой энергии, испускаемой с 1 см поверхности тела в 1 сек и равное аТ . Предположим теперь, что вещество, совершенно прозрачное в непрерывном спектре, поглощает и излучает только линейчатый спектр, причем в частотных линиях излучение находится в термодинамическом равновесии с веществом. Спектральный поток излучения с поверхности тела изображается теперь системой отдельных узких линий, высота которых соответствует функции Планка, как показано на рис. 5.1 сплошными кривыми. Полное количество лучистой энергии, выходящей с 1 см поверхности тела в 1 сек, численно равно заштрихованной площади этих линий, которая вследствие малой ширины линий гораздо меньше полного планковского потока аТ. Потери энергии тела на излучение, а также яркость свечения поверхности в рассматриваемом случае гораздо меньше, чем если бы спектр был непрерывным. [c.213]

Формула для частотного спектра полного излучения, образуемого в пластине релятивистской заряженной частицей, с учетом многократного рассеяния была получена и исследована Гарибяном и Ян Ши [76.3]. Ими был предложен простой и естественный способ выделения из полного излучения части, обусловленной на- [c.16]

Рис. 16.5. Частотные спектры полного излучения 1Гпо.1(оз) (тонкие сплошные кривые), образуемого в оловянной пластине (Ьсоо- 51,2 эВ, рад-1,21 см) электроном с лоренц-фактором 7- 10" . Жирные сплошные кривые — краевой эффект, точечные — обычное переходное излучение. В области низких частот кривые полного излучения и краевого эффекта сливаются. Цифры у кривых соответ-с вуют различным значениям толщины пластины л 1--20 2—100 З—Ю 4—

Эта задача объясняет частотный спектр электромагнитного излучения, называемого синхротронным. Его источником является релятивистский электрон, совершающий равномерное круговое движение с частотой Vj. Можно показать (см. главу 7), что, если такое движение совершает нерелятивистский электрон, то он испускает электромагнитное излучение одной частоты Vj. Причина в том, что электрическое поле в излучении нерелятивистского электрона пропорционально той компоненте ускорения заряда, которая перпендикулярна радиусу-вектору от заряда к наблюдателю. При круговом движении эта проекция ускорения представляет собой гармоническое движение. Поэтому, для нерелятивистского электрона излучаемое поле пропорционально os oi или sin oi. Для релятивистского электрона вpeмeннaя зависимость излучаемого поля не определяется os (x>ii. Вместо этого интенсивность излучения сильно сконцентрирована по направлению мгновенной скорости заряда. Когда электрон движется прямо на наблюдателя, он испускает излучение, которое будет обнаружено наблюдателем позже. Излучение, испускаемое в другие моменты времени, не достигнет наблюдателя. Таким образом, электрическое поле, измеренное наблюдателем, имеет определенную величину в течение короткого интервала At однажды за каждый период Ti и будет близко к нулю в остальную часть периода. Поэтому наблюдаемый спектр состоит из частот Vj= 1/Tj и гармоник 2v,, Sv и т. д. до максимальной (главной) частоты, близкой к I/At. Покажите, что временной интервал At определяется из приблизительного равенства At/Tit AQ/2n, где А0 — полная угловая ширина . [c.101]

Для инфракрасного света (длины волн порядка 10 см) нет соответствующих фото , атериалов, однако дифракционная решетка может быть использована и для этих волн. Вместо фотопластинки здесь можно взять фотоумножитель с передвижной щелью. Положение щели определяет угол дифракции и, таким образом, определяет длину вол] ы. Выходной ток фотоумножителя определяет интенсивность. Если мы хотим иметь полный частотный спектр инфракрасного излучения, то должны при одном положении щели, подождав достаточное время (процесс должен установиться), определить интенсивность излучения данной длины волпы, затем, переместив щель на расстояние, равное ширине щели, сделать то же садше для нового положения щели и т. д. Для получения полного спектра в частотном диапазоне с шагом Av необходимо сделать (Vj—Vi)/Av отдельных замеров [c.296]

На рис. 16.4—16.6 приведены кривые зависимости спектральных интенсивностей полного излучения и/пол( 0 краевого эффекта и кэ(< 0 разных толщин а пластины и разных значений лоренц-фактора 7 электрона. Для сравнения приведены также частотные спектры У7пер(< >) обычного переходного излучения. [c.228]

Рис. 16.4. Частотные спектры излучений, возникающих в майларовоГ пластине толщиной 1 мм. Тонкие сплошные кривые—полное излучение (согласно (16.38)), штриховые кривые—тормозное излучение с 1 мм пути в бесконечной среде (согласно (16.42) и (16.40)) жирные сплошные кривые—разность этих величин, т, е. краевой эффект в пластине (16.43) точечные кривые—обычное переходное излучение (без учета многократного рассеяния частицы) в пластине (согласно (2.36)). При малых частотах из-за сильных осцилляций кривых на рисунке приведены лишь усредненные частотные спектры. Цифры у кривых указывают -фактор

Наиболее изучены и теоретически, и экспериментально выну/К-денные эффекты, не требующие для расчета квантования поля. Однако фотонные представления очень наглядны, и трактовка нелинейных эффектов, связанных с изменением частотного спектра поля, с помощью элементарных многофотонных процессов получила широкое распространение. С другой стороны, спонтанные нелинейные эффекты типа многофотонного излучения последовательно описываются лишь квантовой теорией поля и вещества. Некоторые смешанные спонтанно-вынужденные эффекты, наблюдаемые при участии падающего поля — накачки (например, параметрическое рассеяние света — см, гл. 6), удается достаточно полно отразить феноменологической полуквантовой теорией, в которой переменные вещества исключены с помощью нелинейных восприимчивостей. [c.149]

Генерация в системе достигалась при отсутствии специальной частотной селекции излучения в резонаторе 1. Спектр излучения имел интегральную ширину 25 см и состоял из отдельных узких линий, В системе происходило полное согласование частотно-временных характеристик обоих плеч сложного резонатора. Период межмодовых биений задавался резонатором 1. В плече 2 происходила автоподстройка направления генерации при отклонении зеркала З3 на угол, лежащий в пределах угла видения плеча 2. В силу инерционности динамических голограмм при мгновенном отключении зеркала З3 излучение в его направлении продолжалось в течение промежутка времени, в несколько раз превышающего время релаксации динамических голограмм, т.е. наблюдался эффект самопод-держания голограмм. [c.215]

Вместо рассмотренной в предыдущем разделе синхронизации мод при модуляции внутренних потерь или оптической длины резонатора синхронизация мод может осуществляться путем модуляции усиления. Для этого в резонатор лазера вводится накачка в виде непрерывной последовательности импульсов, генерируемых другим лазером с синхронизацией мод (см. рис. 5.8). Если длина резонатора лазера достаточно близка к длине резонатора лазера накачки или кратна ей, то при определенных условиях усиление оказывается модулированным с периодом, равным времени полного прохода резонатора. Как и при модуляции потерь, короткий импульс в этом случае формируется за промежуток времени, соответствующий максимальному усилению. Длительность этого импульса при оптимальных условиях может быть на два-три порядка короче длительности импульса накачки. Наибольший практический интерес представляет применение метода синхронной накачки в лазерах на красителях, так как в лазерах этого типа используется преимущественно оптическая накачка, а их линии усиления весьма широки (величина А(0з2/2л лежит в пределах от 10 до 10 Гц). Лазеры на красителях допускают в определенном диапазоне плавную перестройку частоты в области максимума спектра излучения. Это достигается введением в резонатор частотно-селек-тивного оптического фильтра, в качестве которого могут быть использованы, например, эталон Фабри—Перо, фильтр Лио или призма. Ширина спектра пропускания этих фильтров, однако, не должна быть слишком мала, так как ее сужение может вызвать существенное увеличение длительности импульсов. По указанным причинам значение лазеров на красителях с синхронной накачкой в технике генерации пикосекундных и субпи-косекундных импульсов в последние годы все больше возрастает. По сравнению с лазерами на красителях с пассивной синхронизацией мод, которым посвящена следующая глава, синхронно накачиваемые лазеры имеют следующее преимущество для перестройки частоты их излучения может быть использована полная спектральная ширина лазерного перехода, тогда как при пассивной синхронизации полоса перестройки дополнительно ограничивается спектром линии поглощения насыщающегося поглотителя. [c.150]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...