Сравнение с однофотонным ТИ

Под влиянием этого взаимодействия рассматриваемая система может совершить те или иные квантовые переходы, вероятность которых зависит от матричных элементов оператора взаимодействия, рассматриваемого в роли оператора возмущения. Исследование этих матричных элементов показывает, что вероятность двухфотонных переходов мала по сравнению с вероятностью однофотонных переходов. [c.254]

Двухфотонные переходы могут быть не только типа v=vo+vi. Существуют еще и разностные двухфотонные переходы v=vo—vi (рис. 1.17, д, е), при которых одновременно один квант света с частотой vo поглощается, а другой излучается. К такого типа двухфотонным переходам относится эффект комбинационного рассеяния света. Вероятности двухфотонных переходов очень малы. Если одна молекула совершает за 1 с в среднем 10 однофотонных переходов, то число двухфотонных переходов составляет примерно только 10 . Поэтому интенсивности спектров комбинационного рассеяния (сокращенно КР-спектров) очень малы, и они наблюдаются с большим трудом по сравнению со спектрами флуоресценции. [c.47]

Точность измерений многофотонных сечений невелика по сравнению с точностью измерений однофотонных сечений. Типичная величина ошибки измерений для процессов с К = 5-10 лежит в диапазоне от 100% до 1000% (сводка данных об измеренных величинах многофотонных сечений приведена в обзоре [3.2]). Одпако, как уже говорилось выше, это пе очепь плохие результаты, принимая во внимание резкую зависимость вероятности ионизации от интенсивности излучения. [c.67]

Это хороший пример необходимости численных оценок вероятностей различных процессов. Действительно, если следовать буквенным соотношениям, то надо пренебречь штарковским сдвигом (порядка F ) по сравнению с шириной однофотонного резонансного перемешивания (порядка F). [c.148]

Таким образом, интерференция рамановских переходов электрона различной степени нелинейности является деструктивной, вероятность ионизации уменьшается по сравнению с вероятностью однофотонной ионизации из ИСХОДНОГО ридберговского состояния, и возникает так называемая интерференционная стабилизация процесса фотоионизации. [c.272]

Релеевское и комбинационное рассеяние света обычно исследуется при использовании интенсивного монохроматического излучения с частотой, расположенной в области прозрачности кристалла. В этих условиях спектр рассеяния находится в области, далёкой от спектра люминесценции, и легко выделяется. Интенсивность рассеяния очень мала. Однако по мере приближения возбуждающей частоты к резонансу интенсивность рассеяния сильно возрастает. В резонансе релеевское и комбинационное рассеяния практически неотличимы (если не учитывать, что поглощение и испускание фотонов разделены между собой промежуточными процессами). Природа релеевского резонансного излучения с возбуждённого уровня, имеющего ширину 7, зависит от спектрального состава облучающего света. Если система облучается светом с непрерывным спектром в области 7, то имеет место резонансная люминесценция, т. е. происходит два независимых процесса поглощение и последующее испускание света со спектральным распределением, обусловленным шириной уровня квантовой системы 7. Если же система облучается монохроматическим светом шириной 70 <С 7, то испускаемая линия имеет ту же ширину 70 и форму, что и первичная. При этом поглощение и излучение представляют собой однофотонный когерентный процесс. Квантовая система помнит , какой фотон она поглотила. В этих условиях энергия квантовой системы в момент взаимодействия со светом не имеет определённого значения. Таким образом, при резонансной флуоресценции нельзя сказать, в каком состоянии, основном или возбуждённом, находится молекула. Как только квантовое состояние молекулы сделается определённым, например, при измерении в течение времени, малого по сравнению со временем жизни 1/7, излучаемая энергия, из-за короткого времени измерения (меньше 1/7), будет обладать шириной, не меньшей, чем естественная ширина 7. Итак, когда молекула в процессе поглощения и излучения находится в возбуждённом состоянии, оба процесса делаются независимыми и испускаемое излучение имеет естественную ширину. [c.19]

X дТе ( ав)> первый множитель в правой части представляет главным образом моды, находящиеся в объеме V и отнесенные к единице частоты и к частоте перехода.) Независимо от того, используем ли мы при исследовании многофотонных процессов основной оператор взаимодействия — ЛЕ. ср. уравнение (2.22-5)] или оператор взаимодействия, специфический для данного процесса [ср. уравнение (2.22-11)], исходные соотношения получаются в форме (В2.26-6) следовательно, описанный метод может применяться для объяснения эффектов уширения линий не только при однофотонных, но также и при многофотонных процессах. Это облегчает рассмотрение важных эффектов в 3 и делает более понятным сравнение с некоторыми результатами, полученными в 2.3 на полуклассической основе. [c.275]

Однако надо всегда иметь в виду, что на самом деле природа электромагнитного взаимодействия гораздо сложнее этого приближенного описания. Заряженные частицы могут обмениваться не только одним, но и двумя, тремя, и фотонами. Поэтому в ряде случаев однофотонное приближение оказывается недостаточно точным по сравнению с возможностями современного эксперимента. В подобных случаях кроме диаграмм низшего (здесь второго) порядка следует рассматривать диаграммы более высокого (четвертого, шестого и т. д.) порядка. Подсчет дополнительного вклада от диаграмм более высокого порядка называется учетом радиационных поправок. [c.14]

Многофотонный фотоэффект приводит к исчезновению красной границы фотоэффекта, определяемой формулой (15.20а), и ее смещению в длинноволновую часть шкалы электромагнитных волн. Это вполне понятно, так как при многофотонном, например -фотонном, фотоэффекте в левой части выражения (15.19) будет присутствовать энергия не одного, а п квантов. В частности, если энергии всех поглощенных квантов равны, то для п-фотонного фотоэффекта условие (15.20) будет иметь вид = А, где /г ш 1 — энергия одного фотона. Тогда v,j n = Alhit = h uH/hn, т. е. красная граница , выраженная в частотах, в этом случае станет в п раз меньше по сравнению с однофотонным фотоэффектом. [c.345]

Основной трудностью изучения многофотонных процессов является чрезвычайно малая их вероятность по сравнению с однофотонными. Например, если однофотон- [c.310]

В таких схемах нижний лазерный уровень заселен мало по сравнению с заселенностью основного состояния, так как А > кТ. Это позволяет получить большой коэффициент усиления и высокий квантовый выход такого лазера. Рассмотренные схемы являются схемами однофотонного возбуждения. Возможны также ступенчатые многоквантовые схемы работы лазеров с оптической накачкой. На рис. 3.2, в при ступенчатом возбуждении [c.128]

Введение. В гл. I уже речь шла о том, что сильное внешнее поле лазерного излучения изменяет структуру самого атома, что, в свою очередь, приводит к изменению вероятности его ионизации. В гл. VI обсуждался один из наиболее ярких примеров такого процесса—динамические штарковские резонансы, возникающие при субатомной напряженности поля и изменяющие, при изменении интенсивности излучения (и неизменной его частоте), как характер процесса ионизации (прямой или резонансный), так и степень его нелинейности. В этом разделе обсуждаются качественно аналогичные процессы, возникающие в атомах при атомной и сверхатомной напряженности. Такие процессы в последние два десятилетия детально изучались теоретически и экспериментально на примере фотоионизации однофотонной ионизации) атома. Результативно эти процессы приводят к уменьшению вероятности фотоионизации по сравнению с теми величинами, которые следуют в соответствии с золотым правилом Ферми [c.266]

Для прямых переходов с участием одного фотона и двух с ю-тонов правила отбора различны. Качественно это может быть легко понято при сравнении с переходами в свободном атоме. Для соответствующих переходов правила отбора требуют, чтобы квантовое число I менялось на 1. Двухс отонные переходы состоят из двух однофотонных правила отбора тогда имеют вид Д/ = 0 или А/= 2. Таким образом, при одинаковом начальном состоянии оба процесса приводят к разным конечным состояниям. Соответствующие правила отбора между термами в зонной модели обсуждаются в Приложении Б.9. [c.275]

Эту задачу также можно решать с учетом всех степеней Яр При этом опять можно иденти( )ицировать основные физические Процессы —параметрические и комбинационные. В полуклассической теории комбинационные процессы описываются нелинейными комплексными восприимчивостями, которые четко отличаются от восприимчивостей для параметрических процессов. Квантовый процесс, которому соответствует параметрическая восприимчивость (3.16), представлен на фиг. 1,г. Атомная система чисто реактивна и не совершает действительного перехода на уровень с другой энергией. Хотя параметрический процесс изображается как трехфотонное рассеяние, он описывается более низким приближением теории возмущения по сравнению с комбинационным процессом. Причина этого состоит в том, что это когерентный дисперсионный эффект, а не процесс некогереатного рассеяния. (В последнем случае вероятность перехода пропорциональна квадрату матричного элемента, так что фазовая информация теряется.) Аналогично линейная дисперсия соответствует когерентному рассеянию. Хотя последнее часто представляют как процесс рассеяния, в котором первичный и вторичный фотоны имеют одинаковую частоту, оно появляется в том же порядке теории возмущения для матрицы плотности, что и однофотонный поглощательный процесс. Строго говоря, некорректно представлять линейную дисперсионную поляризацию [c.404]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...