Взаимодействие атома и поля

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ АТОМА И ПОЛЯ [c.427]

Гл. 14. Взаимодействие атома и поля [c.428]

Физика объясняет природу и законы взаимодействия атомов и молекул и поэтому является основой химии. В основе электротехники и радиотехники лежат установленные физикой законы взаимодействия электромагнитных полей и электрических зарядов, в основе небесной механики — закон всемирного тяготения и т. д. На законах физики базируются и все технические науки сопротивление материалов, строительная механика, теплотехника и др. В свою очередь технические науки в своем развитии ставят перед физикой новые проблемы. Физика и техника взаимосвязаны между собой, и эта связь обусловливает в настоящее время бурный научно-технический прогресс. [c.5]

Здесь Н — гамильтониан поля излучения, — гамильтониан подсистемы активных атомов, а Я >д — гамильтониан взаимодействия между атомами и полем излучения. [c.127]

С действием радиационного давления в газовых и конденсированных средах связаны эффекты вынужденного рассеяния Мандельштама—Бриллюэна, стрикционный механизм самофокусировки лазерного пучка, пленение, нагревание и охлаждение резонансно взаимодействующих атомов и молекул в поле стоячей световой волны, селекция возбужденных и невозбужденных атомов [c.39]

Заканчивая рассмотрение процесса туннельной ионизации атомов, надо отметить, что этот процесс определяет ту максимальную напряженность поля излучения, выше которой говорить о взаимодействии атома с полем из лучения практически не имеет смысла. Действительно, простейшие оценки, например, по соотношениям (9.1) или (9.2) показывают, что атом водорода в поле атомной напряженности ионизуется за атомное время, т.е. практически мгновенно. Таким образом, в случае исходного атомарного газа при напряженности поля, большей атомной напряженности, взаимодействие происходит уже с плазмой, а не с газом. Конечно, если интересоваться процессом ионизации атомарных ионов и особенно многозарядных атомарных ионов сложных атомов, то эта граница по напряженности поля сдвинется в область сильных полей на один или два порядка величины. [c.250]

Как и в уравнениях (5.115), левые части описывают временное поведение дипольных моментов и атомной инверсии. Теперь рассмотрим правые части, в которых представлены причины временных изменений величин и d . Первый член в уравнении (5.116) содержит частоту перехода атома л, равную Поскольку в твердом теле для атомов возможны разные положения, частоты переходов отдельных атомов могут различаться. Учтем это индексом л. В результате взаимодействия атома с окружением колебания его дипольного момента будут затухать. Соответствующая константа затухания обозначена через у. Таким образом, первый член в правой части уравнения (5.116) описывает колебания и затухание дипольного момента атома в отсутствие взаимодействия со световым полем. Сумма по к, которая входит в уравнение (5.116), описывает взаимодействие всех мод К с рассматриваемым атомом. Множитель имеет особенно важное значение. Благодаря ему уравнения лазера оказываются нелинейны.мн, так как в них входит произведение величин и Этот член учитывает дипольный момент, который создается электрическим нолем, представленным амплитудой моды Но так как здесь мы имеем дело с двухуровневым атомом, поток энергии между атомом и полем зависит от внутреннего состояния атома. Если его электрон находится на верхнем уровне, то энергия атома будет преобразовываться в энергию дипольного момента. Если же атом находится в своем нижнем состоянии, то энергия будет передаваться (за счет поглощения) от поля атому. Это изменение направления учитывается множителем (1 , знак которого зависит от фактической заселенности двух атомных уровней. [c.136]

Теперь рассмотрим правые части уравнения (5.117). Первый член описывает релаксацию инверсии, вызванную накачкой и некогерентными процессами релаксации. Величина о — это устанавливающаяся в результате релаксации равновесная инверсия, а Т — соответствующее время релаксации. Появление суммы по к обусловлено взаимодействием между мода.ми поля к и атомом л. Мы видим, что этот член пропорционален энергии, получаемой или теряемой атомом за 1 с вследствие когерентного взаимодействия между атомом и полем. [c.136]

В этом разделе мы выведем квантовые уравнения лазера из первых принципов . Для этого рассмотрим лазерную систему более подробно. Прежде всего лазер состоит из вещества, содержащего активные атомы (или другие квантовые системы). Мы знаем, что в резонаторе может быть поле. Далее мы знаем, что атомы и поле взаимодействуют друг с другом. При квантовомеханической формулировке вначале всегда следует написать гамильтониан, который в классической трактовке представляет собой энергию. В квантовомеханическом описании гамильтониан становится оператором Га- [c.250]

Здесь гамильтониан Яо слагается из гамильтониана Яf свободных колебаний поля, гамильтониана На атомов, дающих вклад в генерацию, и из гамильтониана описывающего взаимодействие атомов с полем. Мы принимаем такую же модель, как в предыдущей главе, а именно будем рассматривать одну моду поля и набор двухуровневых атомов, находящихся в резонансе с полевой модой. [c.291]

Очевидно, что полученное здесь уравнение Фоккера—Планка связано только с теми членами исходного уравнения для матрицы плотности (11.12), которые описывают взаимодействие поля и атомов с их термостатами, а также взаимодействие атомов с полем. Гамильтониан свободного движения поля и атомов здесь не учитывается. Можно показать, что свободное движение легко отделяется. [c.308]

Пока между веществом и светом не было взаимодействия. Поэтому мы обращаемся к вопросу о том, как сконструировать взаимодействие между атомом и полем, и подробно обсуждаем модель Джейнса-Каммингса-Пауля. Тогда логически следующей темой являются квантовые измерения и приготовление квантовых состояний, основанное на квантовом перепутывании. Ловушка Пауля является аналогом КЭД резонатора, но представляет дальнейшее развитие модели Джейнса-Каммингса-Пауля в двух отношениях а) теперь она не ограничена однофотонными переходами, б) внешний потенциал, управляющий движением центра инерции, явно зависит от времени. [c.49]

Взаимодействие атома с полем. Теперь рассмотрим ситуацию с атомом в поле. Для простоты возьмём атом водорода, который состоит из протона массы гпр в точке Гр и электрона массы гПе с координатой Ге, как показано на рис. 14.1. В данном разделе мы опускаем гамильтониан Н свободного поля. [c.433]

Есть два способа описания взаимодействия атома с полем в первом случае импульс электрона взаимодействует с векторным потенциалом, тогда как второй способ использует координату электрона и электрическое поле. На первый взгляд не очевидно, что оба метода [c.443]

Состояния атома и поля. Вектор состояния Ф) содержит полевые и атомные состояния. Однако из-за специальной структуры операторов взаимодействия до) и атомные и полевые состояния входят только в виде определённой комбинации. [c.469]

Таким образом, теория излучающих газовых потоков может быть построена на основе обычных представлений о материальном континууме сплошной среды. При этом газ считается непрерывным, а модель сплошной среды наделяется дополнительными свойствами, определяющими лучистый перенос. Такое рассмотрение оказывается возможным, так как использование значений средних статистических величин, характеризующих излучение и поглощение энергии газом, позволяет описать радиационное поле, не вдаваясь в механику взаимодействия атомов и молекул. При этом считается, что каждая частица содержит большое количество элементарных излучателей. [c.643]

В выражениях (7.8) член Яо описывает эпергию свободного поля и свободных атомов (в единицах %(л), член Я, соответствует резонансному взаимодействию атомов с полем, а член Явг — анти-резонансному взаимодействию. [c.237]

Рис. 14.2. Простая модель взаимодействия атома и поля с учётом движения центра инерции. Единственная мода добротного резонатора, которая описывается модовой функцией u(r), изображённой здесь в простейшей форме, как синусоида, взаимодействует с атомом, имеющим полную массу М и находящимся в точке R. Движению центра инерции атома отвечает кинетическая энергия Р /2М. Мы рассматриваем только два внутренних состояния атома, а именно, возбуждённое состояние а) и основное состояние Ь) с энергиями, соответственно, Еа = hua и Еь = hujb- Частота перехода есть оо = ооа - ( ь-Дальнейшее упрощение происходит, когда мы считаем, что атом находится в фиксированной точке, то есть пренебрегаем движением центра инерции. В таком случае данная модель, которую называют в литературе моделью Джейнса-Хаммингса-Пауля, описывает взаимодействие двухуровневой системы с одной

Квадратичный штарк-эффект может наблюдаться и в атомных систе.мах с одним электроном (в атоме водорода и в водородоподобных ионах). В этом случае дополнительная энергия, пропорциональная < , обусловлена взаимодействием некоторых уровней атома, возмущающих друг друга. Это имеет место, когда энергия взаимодействия атома с полем становится сравнимой с энергетическим расстоянием между соседними уровнями. Например, в водородном атоме имеется очень малое тонкое расщепление уровней. В очень слабых электрических полях штарковское смещение уровней меньше величины тонкого расщепления, и наблюдается линейный эффект Штарка. При увеличении поля в результате возрастающего щтарковского расщепления уровней происходит их сближение. Они начинают взаимодействовать друг с другом. Наиболее сильно взаимодействуют уровни с одинаковым главным квантовым числом п, но с разными побочными квантовыми числами I, различающимися на единицу. Например, уровень Р, у которого 1=1, сильно возмущается близкими уровнями 8 и имеющими соответственно 1=6 и 1 = 2. В результате такого взаимодействия к линейному штарк-эффекту добавляется квадратичный. [c.265]

Формулы (5.64) и (5.65) относятся к случаю квадратичного штарк-эффекта, когда электрические микрополя в плазме недостаточно сильны, и энергия взаимодействия атома с полем много меньше энергии тонкого расщепления уровней. Уширение и сдвиг линий в этом случае невелики, и для их наблюдения необходимо использовать спектральные приборы высокой разрешающей силы (например, интерферометр Фабри-Перо). Кроме того, теоретические данные для линий с квадратичным штарк-эффектом нельзя считать достаточно точными. Во всяком случае надежную величину концентрации электронов можно получить, лишь усредняя результаты определения Уе по нескольким линиям данного элемента. [c.271]

АДИАБАТИЧЕСКАЯ ГИПОТЕЗА — продпологксние, лежащее в основе представления о механизме рассеяния в квантовой теории поля (КТП). Процесс рассеяния, согласно А. г., происходит след, образом. В нач. состоянии, к-рому приписывается время t— — со, частицы находятся далеко друг от друга и взаимодействие между ними полностью отсутствует. По мере сближения частиц взаимодействие постепенно (включается , достигает наиб, силы при макс. сближении и постепенно выключается , когда частицы разлетаются после рассеяния. Конечному состоянию приписывается время t — +oa. В начальном и конечном состояниях частицы описываются свободным лагранжианом т. е. лагранжианом без взаимодействия. Строго говоря, А. г. не применима к КТП, поскольку лагранжианы со взаимодействием, обычно рассматриваемые в КТП, приводят к тому, что частицы постоянно взаимодействуют с вакуумом как своего рода физ. средой, в к-рой они движутся, и поэтому не могут описываться свободным лагранжианом (см. Хаага теорема). Трудности, возникающие при введении А, г. в КТП, устраняются с помощью процедуры перенормировок при построении матрицы рассеяния. г. в. Ефимов. АДИАБАТИЧЕСКИЕ ВОЗМУЩЕНИЯ — возмущения состояний квантовой системы под воздействием медленно (адиабатически) меняющихся внеш. условий. Медленность означает, что характерное время изменения внеш. условий значительно превышает характерные времена движения системы. Метод А. в. противопоставляется внезапных возмущений методу (встряхиванию), при к-ром упомянутые времена удовлетворяют противоположному неравенству. А. в. могут приводить к значит, изменению структуры самих состояний, но при этом переходы между разными состояниями происходят с малой вероятностью. Исключение из этого правила составляют случаи, когда в процессе эволюции два или неск. уровней. энергии системы становятся близкими или пересекаются (см. Пересечение уровней). При этом переходы между пересекающимися состояниями могут происходить с заметной вероятностью и наз. неадиабатическими. Теорию Л. в. применяют для описания столкновений атомов и молекул, взаимодействия атомов и молекул с эл.-магн. полями, взаимодействия разл. возбуждений в твёрдом теле и т. д. [c.26]

Важной характеристикой С. является время задержки импульса ij, определяемое по моменту наблюдения максимума импульса, к-рое примерно на порядок превосходит длительность самого импульса С. ( о tKlnJV). Такая задержка импульса С. объясняется тем, что процесс распада начинается с изотропного спонтанного излучения, и лишь благодаря взаимодействию атомов через поле излучения в системе происходит нарастание корреляций дипольных моментов атомов, к-рые достигают макс, значения как раз в момент io. [c.431]

Если сопоставить материал, изложенный в этой главе, с материалом, изложенным в главах 1У-1Х, то сразу бросается в глаза существенное различие состояния исследований процессов, происходящих при взаимодействии атома с полями субатомной, атомной и сверхатомной напряженности. Если в случае субатомной напряженности к настоящему времени получена достаточно детальная картина взаимодействия (гл. 1У-1Х), то для атомной и сверхатомной напряженности эксперимент еще очень беден, что не позволяет сделать каких-либо окончательных заключений о физике процесса взаимодействия. Прогресс в эксперименте связан с использованием высокоинтенсивного высокочастотного излучения при экстремально малой длительности импульса. [c.289]

Мильтона. Ниже мы выпишем явный вид операторов Гамильтона, но предварительно введем некоторые обозначения. Гамильтонов оператор поля будем обозначать через Я/, оператор атомов — через На, а оператор, описывающий взаимодействие атомов с полем,— через ИОднако этих операторов недостаточно для описания лазера. Дело в том, что поле связано с зеркалами, которыми обусловлены затухание и флуктуации поля. Мы будем представлять зеркала и все другие системы, с которыми поле может взаимодействовать (кро.ме активных атомов), тепловым резервуаром (термостатом). [c.251]

В разделе 14.8 задача о взаимодействии атома с полем сводится к самой простой ситуации взаимодействия двухуровневого атома с одной модой поля излучения. Такая модель была введена Е. Джейнсом (Е.Т. Jaynes) вместе с Ф. Каммингсом (F.W. ummings) и, независимо, Г. Паулем (Н. Paul) в 1963 году. Долгое время эта модель была любимой игрушкой теоретиков, а благодаря современным достижениям квантовой оптики, в частности, при создании резонаторов с высоким Q-фактором для микроволнового и оптического излучений, она реализована экспериментально. Благодаря простоте, предсказательной силе и экспериментальному воплош,ению модель стала дрозофилой квантовой оптики. [c.428]

Кроме того, поскольку гамильтониан взаимодействия рождает атомное возбуждение с одновременным уничтожением фотона и наоборот, изменение со временем такой квантовой системы может представлять собой только периодический процесс обмена возбуждением между атомом и полем. Следовательно, амплитуды вероятности Фа,п и Фб,п+1 должны быть периодическими функциями. Самыми простыми периодическими функциями являются синус и косинус, и, действительно, выражения (15.25а) представляют собой линейные комбинации начальных амплитуд с периодическими коэффициентами. Период обмена возбуждением между атомом и полем определяется обобш,ённой частотой Раби [c.475]

Заключение. В заключение подчеркнём, что методом инжектирования в полость N соответствующим образом приготовленных атомов с последующей регистрацией всех этих атомов в основном состоянии можно создать из вакуумного состояния любую суперпозицию первых N + 1 фоковских состояний. Более того, отметим, что гамильтониан Джейнса-Каммингса-Пауля не является решающим фактором этого метода. Могут быть использованы и другие похожие модели атомнополевого взаимодействия, если они обеспечивают обмен энергией между атомами и полем. [c.518]

Модель Джейнса-Каммингса-Пауля описывает взаимодействие двухуровневого атома с одной модой квантованного поля излучения. Динамика этой модели определяется уравнением Шрёдингера для вектора состояния объединённой системы, состоящей из атома и поля. Из-за перепутывания двух подсистем нельзя написать уравнение движения для вектора состояния одной из подсистем. [c.562]

Здесь л есть матричный элемент перехода Ь /, Ь1/— операторы рождения и уничтожения состояний 2> и 1> -то атома Е<-)(л/.) есть отрицательно-частотная компонента напряженности поля в месте нахождения -то атома этот оператор содержит оператор уничтожения для фотснов с частотой ш. При исследовании взаимодействия с излучением мы примем, что соблюдается так называемое необратимое приближение, т. е. что начальное распределение (тепловое распределение) атомов не изменяется существенно под действием излучения. Следовательно, если вначале, т. е. при 1 = 0, полный оператор плотности может быть представлен в виде р(0) = р/1 (О)р (0) (произведение множителей, соответствующих атомам и полю излучения), то при >0 должно соблюдаться соотнощение р( ) = (О)р ( ). Можно построить уравнение движения отдельно для рг(0> 6СЛИ в уравнении для полного оператора плотности р образовать след по отнощению к атомной парциальной системе при этом следует указать, что ро-цедура аналогична примененной в п. 3.113, хотя там [c.461]

В случае свободных радикалов -фактор обычно не сильно отличается от соответствуюшей величины для свободного электрона ge = 2,0023. Отклонение от этого значения, имеющего чисто спиновое происхождение, указывает на вклад спин-орбитальных взаимодействий. В случае примесных ионов переходных элементов -фактор становится анизотропным и определяется симметрией кристаллического поля, внутри которого находится ион. Последнее является результатом дополнительного штарковского расщепления энергетических уровней неспаренных электронов во внутрикристаллических электрических полях — в спектре ЭПР появляется тонкая структура. Благодаря этому -фактор является тензором, характеризующим симметрию этих полей. Неоднородные электрические поля в первой координационной сфере, окружающей примесный парамагнитный атом, могут достигать 10 В см . В сильных кристаллических полях взаимодействие неспаренных электронов атомов (ионов) с полем больше спин-орбитального и обменного взаимодействий. Штарков-ское расщепление Д в этом случае в результате снятия орбитального вырождения может достигать 5 эВ. При этом нарушается правило Хундта и образуются низкоспиновые состояния атома (например, многие ионы с незаполненными 4с1 и оболочками). В средних полях (Д = 1 эВ) энергия взаимодействия атома с полем по-прежнему выше энергии спин-орбитальных взаимодействий, но ниже энергии обменных взаимодействий внутри атома. Этот случай типичен для атомов с недостроенной Ъё оболочкой. И, наконец, слабые поля типичны для редкоземельных элементов с недостроенной / оболочкой Д = 10 2 эВ. В таких полях сохраняется мультиплетная структура изолированного атома. Величина Д определяется не только напряженностью поля, но и его симметрией, зависящей в свою очередь от структуры и химической природы атомов первой координационной сферы. [c.143]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...