Вероятность выхода и интенсивности выходящего излучения

Критерием реализации прямого (порогового) процесса ионизации ири фиксированной частоте излучения является наблюдение степенной зависимости вероятности ионизации w ос (I — интенсивность лазерного излучения) с показателем К = Ei / j + 1). Здесь Ei — как и выше, энергия связи исходного связанного состояния атома. Конечно, этот критерий справедлив лишь в отсутствие насыщения в выходе ионов, т.е. когда W = wr <С 1, где W — полная вероятность ионизации за лазерный импульс, w — вероятность ионизации в единицу времени, а т — длительность импульса. [c.113]

Следует отметить, что штарковское уширение велико только при наличии насыщения ионизации. Действительно, из-за больших значений (Ж+5) выход электронов велик только в максимуме пространственно-временного распределения интенсивности лазерного излучения. Эта область увеличивается в условиях насыщения вероятности ионизации, что и приводит к усилению штарковского уширения. [c.170]

Помимо эвристического значения, т.е. возможности выводить новые уравнения из вероятностных соображений, величина р(г, г)) имеет и прикладное значение. Если найти вероятность выхода, то оказывается возможным по известной мощности первичных источников Б (т) вычислить интенсивность выходящего излучения простым интегрированием. Действительно, очевидно, что по смыслу вероятности выхода указанная интенсивность [70 [c.70]

Г,. Т. к. вероятность (интенсивность) излучения в элементарном акте рассеяния пропорциональна Z , то для увеличения выхода фотонов Т. и. в электронных пучках используются мишени из веществ с большими Z (свинец, платина и т. п.). [c.149]

Степенная зависимость вероятности перехода от интенсивности излучения (1.4) существенно влияет на условия экспериментального исследования многофотонных процессов, определяя резкий порог по интенсивности для наблюдения, резкий рост вероятности при увеличении интенсивности и быстрый выход на насыщение полной вероятности перехода за лазерный импульс, в итоге определяется узкая область значений интенсивностей излучения, в которой можно измерить зависимость (1.4) без искажений. [c.16]

Отношение вероятностей К + 1)-фотонной и /С-фотонной ионизации. В работе [7.16] измерялось отношение выходов фотоэлектронов в первом надпороговом максимуме К + 1) = 5 и в пороговом максимуме К = 4 при ионизации атома цезия. Интенсивность излучения / = 5. 10 Вт/см в данном эксперименте была промежуточной между пороговой и критической интенсивностями. Отношение выходов электронов было найдено равным 0,03. Согласно квазиклассической оценке (7.3) получим для этого отношения значение 0,08. Более аккуратный расчет работы [7.20], использующий модельный потенциал для атомного остова, предсказывает отношение 0,03. [c.173]

Ультрафиолетовое излучение KrF -лазера с энергией фотона 5,2 эВ и длительностью импульса 0,5 ПС использовалось в работе [8.16] для определения пороговых значений интенсивности излучения для образования различных многозарядных ионов инертных газов. Пороговое значение интенсивности определялось как величина, при которой выход данных многозарядных ионов соответствует полной вероятности образования этих ионов, равной 10 . Все экспериментальные данные соответствуют многофотонному пределу 7 1 и субатомной интенсивности излучения (отметим, что атомная интенсивность для ионов значительно выше, чем для атомов, из-за большей энергии связи). Рассчитанная динамика образования многозарядных ионов показана на рис. 8.9. Она основана на указанных выше экспериментальных данных, оцен- [c.211]

Вероятность выхода и интенсивности выходящего излучения. Рассмотрим еще одну величину, представляющую интерес, а именно функцию источников в задаче о диффузном отражении излучения полубесконечной атмосферой. Эта же функция является преобразованием Лапласа от резольвенты и, как и в случае монохроматического рассеяния, связана с вероятностью вьпсода фотона из атмосферы. [c.171]

Интенсивность характеристич. спектра (как первичного, так я флуоресцентного) зависит от вероятности Pf излучат, перехода атома с вакансией ва 5-уровне, к-рая определяется суммарной вероятностью испускания фотонов при заполнении данной вакансии злек-троном каждого из вышерасположенных уровней. Однако с вероятностью та же вакансия может заполняться электроном безызлучательно в результате аже-эффекта. Для Я-серин средних и тяжёлых элементов Рг Ря1 для лёгких элементов р, < р . Для остальных серий всех элементов р, < рл- Отношение 1 РгИРт + Ра) ваз. выходом характеристич. излучения. [c.362]

В заключение данного пункта отметим следующее. Мы рассматривали волновой параметр вырождения, который является характеристикой излучения, падающего на фотоприемник. Квантовый выход последнего меньше единицы. Следовательно, параметр вырождения фотоотсчетов будет меньше волнового параметра вырождения, и в видимой области спектра вероятность встретиться с подлинно тепловым излучением, для которого классические флуктуации интенсивности доминировали бы в распределении числа фотоотсчетов, оказывается еще меньше. (Правда, квазитепловые источники могут создавать излучение с очень большим параметром вырождения, и в таких случаях классические флуктуации интенсивности могут доминировать в флуктуациях числа фотоотсчетов.) Кроме того, фотоприемник или коллекторная оптика могут охватывать только часть одной пространственной моды источника. (Практически в интервале измерения всегда охватывается очень много временных мод.) В таком случае параметр вырождения фотоотсчетов может снова стать меньше волнового параметра вырождения в результате неполного охвата пространственной моды. Хотя минимальное значение параметра Ж равно единице, нужно учесть уменьшение энергии, достигающей фоточувствительной поверхности. Для этого нормальное значение параметра вырождения фотоотсчетов нужно дополнить множителем, равным отношению эффективной площади измерения к площади когерентности падающего света. В случае протяженного некогерентного источника для параметра вырождения фотоотсчетов можно принять [c.461]

Так как вероятность нелинейных эффектов определяется интенсивностью излучения, то необходимо выяснить, какую роль играют флуктуации интенсивности. Напомним, что вероятность является сильно нелинейной функцией интенсивпостп, так что флуктуации интенсивности в принципе могут приводить к гораздо более сильным флуктуациям выхода данного процесса. [c.47]

Как правило, измерения многофотонных сечений проводились так называемым относительным л-ттодом [5.1, 5.3], связанным с наблюдением насыщения выхода ионов при увеличении интенсивности излучения (т.е. при условии WT 1). Однако, как следует из этих же работ, в условиях, когда насыщен выход однозарядных ионов, образуется уже большое число двухзарядных ионов [5.53]. Сейчас уже хорошо известно, что процесс образования двухзарядных ионов в этих условиях носит каскадный характер (см. гл. VIII), т.е, двухзарядные ионы образуются при отрыве второго электрона от однозарядных ионов, ранее образованных в том же импульсе лазерного излучения, в том числе, и в возбужденных состояниях [5.54]. Тем самым число однозарядных ионов уменьшается, и величина вероятности ионизации и многофотонного сечения ионизации, измеренные в таком эксперименте, оказываются заниженными. Этот фактор лежит в пределах от 10% до 100% (гл. VIII). [c.134]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...