Высшие возбужденные состояния

С учетом соответствующих изменений применительно к аргону и с использованием водородоподобных волновых функций для высших возбужденных состояний и с эффективным зарядом, равным 5 для Зр-состояния, получим полное эффективное сечение захвата в виде [c.480]

ВЫСШИЕ ВОЗБУЖДЕННЫЕ СОСТОЯНИЯ [c.473]

Высшие возбужденные состояния [c.477]

Светолучевую обработку материалов проводят при помощи светового луча, излучаемого оптическим квантовым генератором (ОКГ) (лазером). Одним из важнейших элементов твердотельного ОКГ (см. рис. 210, (3) является рубиновый (или иной) стержень (кристалл), содержащий небольшое число атомов хрома, и газоразрядная лампа. Кратковременные вспышки лампы 1 возбуждают часть атомов стержня, приводя их в высшее энергетическое состояние за счет поглощения света. Возбужденные атомы могут отдавать энергию соседним атомам, которые переходят на более низкий энергетический уровень с мощным излучением волн различных направлений. Волна, идущая вдоль оси кристалла, многократно отражается от его плоскопараллельных торцов и быстро усиливается. Через полупрозрачный (нижний) торец стержня выходит мощный импульс красного света, проходящий через диафрагму 2, оптическую систему 3 и защитное стекло 4 на поверхность детали 5. [c.296]

В 4.6 мы видели, что молекула имеет только конечное число колебательных состояний, поэтому сумма в (5.106) должна быть конечной. Распространение суммы по V до бесконечности дает небольшую ошибку в так как обычно диссоциация происходит при слишком низких температурах, чтобы вызвать заметное возбуждение высших колебательных состояний. Это же обстоятельство служит основанием того, что часто связью вращательных и колебательных состояний [уравнение (4.64)] можно пренебречь. [c.235]

Возбуждение высших электронных состояний атомов (молекул, ионов) и ионизация имеют между собой много общего. В сущности, ионизация представляет собой предельный случай электронного возбуждения, когда электрон, связанный в атоме, приобретает энергию, достаточную для отрыва от атома и перехода в непрерывный спектр. Каждый из элементарных процессов, в результате которых происходит возбуждение электронов в атомах, может привести и к ионизации, если для этого хватает энергии. [c.325]

Для получения лазерного эффекта мы должны организовать систему электронных уровней и внешнего излучения таким образом, чтобы для некоторой пары уровней уровень с высшей энергией имел большую вероятность заполнения, чем уровень с меньшей энергией. Представим себе, что такую систему можно создать, растворив редкоземельный атом в изоляторе. Основное состояние примеси будет включать электроны в /-состояниях (/ = 3). Обозначим основное состояние Ро. Сушествуют и возбужденные состояния, которые включают в себя снова /-состояния, но с другим главным квантовым числом. Обозначим два из этих возбужденных состояний Р и г (в порядке возрастания энергии). Наконец, сушествуют также возбужденные конфигурации, соответствующие, например, электрону, перешедшему из /-состояния в -состояние. Мы обозначим такие состояния О и будем считать, что их энергия больше, чем у Рг. Имея эти четыре уровня, мы сможем понять действие лазера. [c.391]

Переходы между уровнями в ядрах с небольшой разницей энергии и обусловленные высшими электромагнитными мультиполями, такими, как М4, В 5, являются сравнительно медленными процессами. Ядра, находящиеся в подобных возбужденных состояниях, могут иметь большие времена жизни. В общем случае процесс испускания у-квантов сопровождается испусканием электронов внутренней конверсии ( 7.4). [c.184]

Основной механизм возбуждения молекулы азота с уровня v=0 на различные высшие колебательные уровни — столкновения с электронами. Кроме того, они могут попасть туда при каскадных переходах с высших электронных состояний и при рекомбинации диссоциированных атомов азота. При разряде в газообразном азоте низкого давления на уровень v=l можно возбудить примерно 30 процентов молекул азота. Так как энергия возбуждения молекулы N2(v=l) почти равна эпергии [c.65]

За поглощением света обычно следует несколько других процессов. Возбуждение флуорофора, как правило, происходит до некоторого высшего колебательного уровня состояний (51 либо 8 ).3в некоторыми редкими исключениями, для молекул в конденсированной фазе характерна быстрая релаксация на самый нижний колебательный уровень состояния 5 . Этот процесс называется внутренней конверсией и происходит большей частью за 10 с. Поскольку типичные времена затухания флуоресценции близки к 10 с, внутренняя конверсия обычно полностью заканчивается до процесса испускания. Следовательно, испускание флуоресценции чаще всего осуществляется из термически равновесного возбужденного состояния. Аналогично поглощению обратный переход электронов на самый нижний электронный уровень также приводит к колебательно возбужденному состоянию (рис. 1.3). Термическое равновесие достигается за время порядка [c.14]

Возбуждение высших оптических гармоник лазерного излучения — многофотонное рэлеевское рассеяние света атомом — реализуется в результате двух различных процессов в зависимости от интенсивности лазерного излучения. В области субатомной интенсивности возникает многофотонное поглощение электрона за счет связанно-связанных, связанно-свободных и свободно-свободных переходов с последующей релаксацией электрона в исходное основное состояние атома, впервые обнаруженное в работе [1.20]. При этом возникает релаксационное излучение с частотой Кш, где номер возбуждаемой гармоники К может достигать величины в несколько десятков единиц (эта граница не носит принципиального характера она определяется рядом практических причин). Отметим, что этот процесс является конкурирующим к процессу многофотонной ионизации атома. [c.23]

Когда рассматривается диапазон температур, при которых газ частично ионизован (т. е. ионизация и не полная и не очень слабая), и необходимо уравнение состояния, требуется точное вычисление сумм состояний [формулы (5.72)]. В условиях частичной ионизации обычной является ситуация, когда изменение величины р [— бе ( )] от одного состояния к другому для нескольких наинизших атомных состояний является большим по сравнению с единицей. Для высших состояний, соответствующих возбуждению единичного электрона, величина р [— бе (х)] стремится почти к постоянной, независимой от 5. При соответствующем разделении [c.223]

Изолированный атом (ион, молекула), находящийся в бесконечном пространстве, обладает бесконечным числом энергетических уровней, которые сходятся к континууму, соответствующему состояниям с оторванным электроном (ионизованным состояниям). Формально электронная статистическая сумма и содержит бесконечное число слагаемых и расходится. Средняя энергия возбуждения атомов вычисленная по формуле (3.47) с бесконечным числом членов, равна потенциалу ионизации, так как энергии возбуждения высших состояний асимптотически приближаются к потенциалу ионизации. [c.171]

Аналогичные опыты в дальнейшем были произведены с другими атомами. Для всех них были гюлу-чены характерные разности потенциалов, называемые резонансными потенциалами. Для калия резонансный потенциал равен 1,63 В, для натрия-2,12 В и т.д. Резонансный потенциал соответствует переходу атома с основного состояния (с минимальной энергией) в ближайшее возбужденное состояние. Однако у атома кроме ближайшего (первого) возбужденного состояния имеется множество других возбужденных состояний. Поэтому если атому сообщить энергию, достаточную для перехода в более высокое возбужденное состояние, он такой переход может совершить. Для исследования высших степеней возбуждения атома используется несколько видоизмененная методика, однако принцип исследования не меняется и нет необходимости описывать соответствующие опыты. [c.77]

Двухуровневая система. Выясним некоторые особенности активированного диэлектрика, допустив вначале, что он обладает двумя уровнями энергии 1 2 и Wi, эти уровни будем считать простыми, невырожденными в отличие от них энергетические уровни, которым может соответствовать несколько различных волновых функций, называют вырожденными. Переход 2 1 сопровождается выделением, а / - 2 — поглощением энергии. Излучение энергии будет преобладать над поглощением, если населенность > iVj (для простых невырожденных уровней), т. е. если на верхнем уровне излучательного перехода находится большее число частиц, чем на нижнем. Переходы с поглощением (/ - 2) и с выделением (2 /) энергии наблюдаются непрерывно возбужденные состояния не являются устойчивыми. Средняя продолжительность пребывания частиц в возбужденном состоянии называется временем жизни т метастаб ильного состояния. Такое состояние, когда > N , достигается особыми методами — инверсией населенности. Под этим понимают процесс образования избыточной концентрации частиц (населенности) на высоких уровнях с возможностью переходов на низшие уровни. Энергии квантов на высших уровнях, например, на уровне IFj распределены в некотором интервале значений F. Плотность распределения частиц по энергии [c.215]

Это означает, что при длительности возбуждающего импульса, превышающей среднее время жизни Xij= I/(HAij + А), заметного возрастания плотности возбужденных частиц не происходит. Если же возможны каскадные переходы с высших энергетических состояний, за счет которых изменяется простая экспоненциальная форма кривой плотности возбужденных частиц, то относительные величины долгоживущих каскадных компонент можно уменьшить, используя короткие импульсы возбуждения. [c.280]

У актиноидов происходит заполнение внутренней бДоболочки, которая располагается под остовной б5 6р -оболочкой. Главное отличие актиноидов от лантаноидов заключается в близости уровней 5/ и Ы, вследствие чего электроны легко переходят с внутреннего уровня 5/ на внешний Ы уровень и принимают участие в химической связи. Этому отвечают высшие валентные состояния Th, Ра , U , Np , Pu , m , Вк , f , No , Lr , требующие размещения актиноидов по П—VIII группам [55,641, а также переход всех валентных электронов в электронный газ в металлическом тории, протактинии и уране. У актиноидов, вследствие коллективизации внешних Ы-и 75 -электронов, а также перехода одного — двух электронов с внутреннего уровня 5/ на внешний 6rf, остовной оболочкой оказывается 6р -обрлочка. В невозбужденном состоянии она имеет сферическую симметрию, что обусловливает плотные кристаллические упаковки а-актиния, а-тория и тяжелых актиноидов (б -Ри а-, Р-Ат а-, р-Ст а-Вк, f). При повышении температуры вследствие усиления тепловых колебаний происходит возбуждение, расщепление и перекрывание орбиталей 6р -оболочек и появляется ОЦК структура у Р-тория, протактиния и высокотемпературных модификаций 7-урана, у-нептуния и е-плутония. Тяжелые актиноиды — америций, кюрий, берклий, калифорний — имеют двойную плотную гексагональную структуру и ГЦК, как а, Р-лантан и другие лантаноиды (а, р, у-Се а-Рг, a-Nd, a-Pm, a-Yb). [c.35]

При спонтанном эффекте комбинационного рассеяния наблюдаются переходы, при которых колебательное квантовое число у, изменяется на единицу (Ау, = 1), а также переходы с большими изменениями у, (см., например, фиг. 33, где показан переход с уровня Vq = О на уровень у, = 2). Вследствие ангармоничности потенциала колебательные уровни не эквидистантны, и поэтому частоты линий спонтанного комбинационного рассеяния отличаются от значений если абсолютное значение целого числа Ь больше единицы (фиг.34, а). Наоборот, при эффекте вынужденного комбинационного рассеяния наблюдаются точные гарйоники (частоты 1ь + Ь[м с Ь = 1, 2,. .. см. фиг. 34,6). Если при вынужденном эффекте интенсивности насыщения стоксовых линий высших порядков могут достигать значений, близких по порядку величины к интенсивности лазерного света, то интенсивности этих линий при спонтанном эффекте быстро убывают с возрастанием Ь. Интенсивность спонтанного антйстоксова излучения пропорциональна числу частиц в возбужденном состоянии поэтому оно исчезает при низких температурах. При вынужденном эффекте такого исчезновения не происхо- [c.203]

Отдача молекулы (массы М) в упругом столкновении поглощает в среднем 2т1М)-ую долю кинетической энергии падающих электронов (молекула первоначально в покое). Из механических рассмотрений мы можем ожидать, что аналогичная доля будет поглощаться вращательным и колебательным возбуждением. Однако заряд падающего электрона взаимодействует со связанными электронами молекулы, усиливая передачу энергии к вращательным и колебательным видам движения даже для сверх-еозбужденных электронов, которые имеют недостаточную энергию, чтобы вызвать переходы в высшие электронные состояния молекулы. Такое электронное возбуждение будет рассматриваться ниже в этом параграфе. [c.185]

Возможными примерами непрерывных спектров, соответствующих диссоциации на X + Уг) являются непрерывные спектры поглощения Н2О, Н28, ИгВе,. .. в близкой ультрафиолетовой области (гл. V, разд. 1). В этих молекулах высшая орбиталь, заполненная в основпом состоянии, является несвязывающей орбиталью (1 1 в Н2О см. фиг. 123 и табл. 33), в то время как низшая незаполненная орбиталь разрыхляющая (4 в Н2О). Следовательно, в первом возбужденном состоянии, соответствующем переходу электрона с первой орбитали на последующую, имеются только три чисто связывающих электрона по сравнению с четырьмя в основном состоянии поэтому в этом возбужденном состоянии связь ожидается слабее и равновесное положение будет при больших значениях г, чем в основном состоянии. Отсюда видно, что при поглощении из основного состояния, согласно принципу Франка — Кондона, возможно, достигается энергетическая область выше одного из пределов диссоциации. Однако, если равновесная конфигурация в возбужденном состоянии симметрична, несимметричная диссоциация на НХ Н вряд ли происходит, в то время как для симметричной диссоциации на Н + X г Н энергии не достаточно. Таким образом, остается только диссоциация на X + Нз- Действительно, орбиталь 4а1 благоприятствует связыванию двух атомов Н (табл. 41), т. е. угол Н — X — Н в возбужденном состоянии, вероятно, уменьшается, и это, как было показано, способствует диссоциации на X + Нг. Согласно правилу сохранения спина, атом X должен находиться при диссоциации в состоянии Длинноволновые пределы наблюдаемых непрерывных спектров для Н2О, НзЗ,. . . действительно находятся в согласии с этим условием, как отмечалось еще в 1931 г. Гудивом и Штейном [430], которые первыми высказали предположение о возможности диссоциации, в основном на X Нз. Однако фотохимические данные для НзО (Юнг и Бэк [1231 ]) показывают, что при 1849 Л преобладает диссоциация на Н + ОН, наводя на мысль, что верхнее состояние, связанное с непрерывным спектром, является либо полностью отталкивательным, либо имеет несимметричное равновесное положение. [c.462]

Е. В. Ступоченко и А. И. Осипов [29] показали, что это предположение не всегда оправдывается. Отвод молекул с высших колебательных уровней вследствие диссоциации может иногда сильно нарушать больцмановское распределение молекул по высшим колебательным состояниям. В этом случае кинетика диссоциации должна рассматриваться совместно с кинетикой возбуждения высших колебательных уровней. Процесс идет таким образом, что благодаря столкновениям молекулы подаются на верхние уровни, откуда переходят в диссоциированное состояние. При рекомбинации атомов в присутствии третьей частицы энергия диссоциации превращается главным образом в колебательную энергию образующейся молекулы. Теория этих процессов изложена в обзоре [76] и книге [77]. [c.313]

Для того чтобы получить лазерный эффект, необходимо сначала достигнуть инверсной населенности , т. е. высшие, или возбужденные состояния атомов или молекул должны быть населены электронами более плотно, чем низшие, или конечные, состояния иначе поглощение фотонов невозбужденными атомами будет препятствовать преобладанию процесса вынужденного излучения. Вдобавок всегда полезно и обычно 11еобходимо заключать лазерную среду в констрз цию, которая не дает фотонам слишком быстро покидать сцену действия . Этого можно достичь с помощью пары зеркал, одно из которых слегка прозрачно и позволяет пропускать вынужденное излучение во внешний мир, где оно может najniaTb H или использоваться. [c.44]

Наибольшее значение как правило, наблюдается для наиболее длинноволновой полосы поглощения. Это связано с тем, что флуоресценция обычно происходит из низшего синглетного состояния, а оно также соответствует длинноволновой полосе поглощения (правило зеркальной симметрии). Следовательно, в поглощение и испускание вовлекается один и тот же электрон- ный переход, который имеет приблизительно однонаправленные моменты. Большие значения а (меньшие значения Гд) получаются при возбуждении в высшие электронные состояния, из которых обычно ие происходит испускания флуоресценции, поскольку флуорофоры быстрее релаксируют в низшее синглетное состояние. Следует учесть, что поляризационный спектр возбуждения выявляет углы между моментами переходов в поглощении и испускании. Однако направления этих моментов собственно в молекуле не опреу- деляются. Для их определения необходимо изучать упорядоченные системы, такие, как кристаллы. [c.132]

При длинах волн возбуждения > 360 нм наблюдается = 0,46, что указывает на практически параллельные осцилляторы. Значение постоянно при возбуждении в диапазоне длин волн 360 - 460 нм, так как возбуждение происходит в низшее синглетное состояние. При длинах волн возбуждения < 360 нм Рд заметно уменьшается, что указывает на увеличение а. Угол а приблизительно равен 45° P = 0,14)гфи 300 и 320 нм, 54,7 (Рд = 0) при 275 нм и 90 (Рц = -0,33) при 255 нм. При указанных длинах волн флуорофор возбуждается в высшие электронные состояния, ио эти состояния релаксируют к нижнему возбужденному синг летному состоянию до испускания. В разд. 5.6.1 мы увидим, как можно селективно наблюдать различные вращательные движения путем выбора а или Рд, т.е. путем выбора длины волны возбуждения. [c.132]

Кристаллические лазеры —это люминофоры, обладающие особыми свойствами. Квант света, излучаемый одним возбужденным центром, вызывает излучение центров в той же фазе, что и первый. Процесс возбуждения центров идет независимо (для этого часто используют обычный дневной свет), вследствие чего поддерживается постоянной населенность высших электронных состояний. Правильный выбор формы кристалла и высокая степень когерентности излучения позволяют получить полностью монохроматическое и острофоку-сированное излучение. Различают две группы кристаллических лазеров. В кристаллах первой группы активны лишь ионы примеси редкоземельных или переходных металлов, сам же кристалл служит лишь инертной матрицей (например, в рубине это ион в матрице А12О3). Вторую группу составляют полупроводники, такие, как ОаЛз, в которых происходит излучение вследствие рекомбинации электронов и дырок на примесных центрах, если концентрация электронов и дырок намного превышает равновесную. [c.80]

Эффективность работы накладного датчика существенным образом зависит от соотношения между переменным полем возбуждения и постоянным подмагничивающим полем, которые действуют на контролируемый образец. Эти поля по величине должны быть такими, чтобы в выходном сигнале датчика содержались все высшие гармонические составляющие и прежде всего вторая гармоника. Кроме того, чтобы существенно снизить уровень помех от магнитных неоднородностей вещества, необходимо доводить материал (подмагничиваю-щим полем) практически до состояния магнитного насыщения. Поэтому для практики наибольший интерес представляет такая задача, когда накладной датчик при контроле изделия [c.7]

Рис. 1.2. Схемы многофотонных процессов, а — многофотонная фотоионизация атома, б — многофотопное возбуждение атома, е — возбуждение высшей (третьей) гармоники падающего излучения, г — гиперрамановское рассеяние света атомом. Обозначения те же, что и на рис. 1.1.1 — состояния электрона, поглотившего один

Вся совокупность этих данных дает возможность развить классическую нестационарную теорию возмущений высших порядков (см. раздел 2.2) для описания переходов двух электронов по спектру двухэлектронных состояний, приводящих к образованию двухзарядного иона. Наиболее сложной задачей при осуществлении этой программы является конструирование двухэлектронных волновых функций, оптимально описываю щих двухэлектронные состояния, локализованные в различных интер валах спектра атома и однозарядного иона. При решении этой задачи, как правило, используются две противоположные модели. Для описания двухэлектронных состояний, имеющих относительно небольшую энергию возбуждения, обычно используется приближение Хартри-Фока [8.3] и модель независимых электронов с учетом слабого межэлектронного взаимодействия по теории возмущений [8.19] или при предположении об отсутствии взаимодействия. Для высоковозбужденных (ридберговских) [c.220]

С процессом нелинейной ионизации атомов тесно связан процесс бозбуждения высоких гармоник ионизующего излучения. В обоих случаях атом-ный электрон приобретает энергию, поглощая фотоны внешнего поля и, в конечном счете, либо остается в возбужденном связанном, или свободном состоянии, либо релаксирует в исходное состояние, испуская рекомбинаци-онное излучение с частотой О = Кш, где Сс — частота внешнего поля. При этом процесс поглощения электроном энергии от внешнего поля и процесс релаксации могут быть как единым квантово-механическим процессом, так и независимыми процессами. Второй случай реализуется в сильном внеш-нем поле, когда амплитуда колебаний свободного электрона в поле волны превышает размер атома. При этом электрон, вырванный из атома, является свободным (см. разд. 7.5), и при благоприятных условиях он может вернуться к атомному (ионному) остову и столкнуться с ним (разд. 3.5, 7.5, 9.3). Может произойти и рекомбинация электрона с ионом, сопровождаемая рекомбинационным излучением. Частота рекомбинационного излучения, т.е. частота высшей гармоники основного излучения может быть при этом весьма велика. Как показывают эксперименты, речь идет об увеличении частоты в несколько сотен раз. [c.293]

Пермаллоевые и висмутовые датчики. Пермаллой — это ферромагнитный материал на основе особого N1—Ре сплава. Он легко переводится в состояние насыщения, и индукция насыщения может быть легко обращена небольшим изменением магнитного поля. Разность в значениях индукции равна удвоенной индукции насыщения. Возбуждение обычно обеспечивается переменными токами в двух пермаллоевых датчиках, соединенных параллельно, а измеряются высшие гармоники, вызываемые внешним полем. Этот принцип позволяет проводить измерения с относительной точностью лучше 0,1%. [c.131]

Мо кет оказаться, что для разрешенного перехода интеграл (11,22) случайно 1) близок к нулю, хотя это и не связано со свойствами симметрии комбинирующих состояний. В этом случае полоса О — О также будет очень слабой, а может и вообш е отсутствовать совершенно так же, как для истинно занрещеншлх переходов. Пусть Y — X на фиг. 48 представляет собой именно такой переход, а Z — X — переход того же рода, но для которого по случайным причинам электронный момент перехода не равен пулю. В этом случае возбуждение полносимметричных колебаний в состоянии Y может привести к смешиванию состояний Y иЪ из-за электронно-колебательного взаимодействия, и нри переходе У — X появятся высшие члены прогрессий по полносимметричным колебаниям, которые будут заимствовать интенсивность у перехода Z — X. Такой случай недавно был описан Крэгом и Гордоном [251а], изучавшими спектр фенантрена в близкой ультрафиолетовой области. [c.141]

Если осциллятор изолирован, то по истечении достаточно длительного времени он потеряет всю свою энергию на излучение и перейдет на наинизший энергетический уровень с энергией = 0. Но если осциллятор находится в полости, стенки которой поддерживаются при постоянной температуре, то наряду с излучением будут происходить и акты поглощения, в результате которых возбуждаются и высшие энергетические уровни. Установится вполнё определенное состояние детального равновесия, в котором число актов излучения в среднем ращю числу обратных актов поглощения. В этом состоянии будут возбуждены все энергетические уровни, но с различными вероятностями. И все, что требуется для нахождения функции ( , ). — это определить среднюю энергию Ш осциллятора в этом состоянии статистического равновесия. Такая задача уже была решена нами (см. т. П, 85). Приведем еще раз это решение в несколько измененной форме. По теореме Больцмана вероятности возбуждения энергетических уровней осциллятора [c.698]

Обычно газовый лазер состоит из сосуда (называемого лазерной трубкой), наполненного газом при низком давлении помещенного между двумя зеркалами, образующими оптическую полость . Газ в трубке (называемый лазерной средой) может состоять из атомов, паров металла или молекул. Лазерный эффект обычно получается при воздействии на газ электрическим разрядом. При этом созданные при разряде энергичные электроны сталкиваются с активными частицами газа, переводят их на высшие энергетические уровни, с которых они спонтанно спускаются на низшие, излучая избыток энергии в виде фотонов, или световых квантов. Чтобы достигнуть оптического избытка , характерного для лазерного эффекта, необходимо, чтобы плотность населенности частиц на высшем энергетическом уровне превосходила ее на нижнем. Такая ситуация называется инверсной населенностью, так как она обратна нормальному, или невозбужденному , положению. Чтобы достичь высокой выходной мощности для данного перехода между парой энергетических уровней, необходимо, чтобы абсолютное число атомов, возбужденных на высший лазерный уровень, было достаточно большим и чтобы частицы газа освобождали низший энергетический уровень с такой же скоростью, с какой они переходят с высшего уровня. Другими словами, выселение , или высвечивание, частиц с низшего лазерного уровня так же важно как и возбуждение их из основного состояния на высший лазерный зфовень. Это объясняется тем, что частица, которая уже внесла свой вклад в излучение лазера, должна возвратиться в основное состояние, прежде чем она станет снова пригодна для повторения цикла и даст новый вклад. [c.57]

Энергия, выделяемая частицами при падении с низшего лазерного уровня в основное состояние, не вносит никакого вклада в выходную мощность лазера. Следовательно, определенное количество энергии бесполезно расходуется каждой частицей, совершающей лазерный переход. Этот факт дает нам в руки простой способ оценки эффективности данной лазерной системы. Количество энергии, бесполезно потраченной частицей при возвращении с низшего лазерного уровня в основное состояние, равно разности двух энергий энергии, необходимой для возбуждения частицы на высший лазерный уровень, и энергии фотона, испускаемого при переходе частицы с верхнего лазерного уровня на нижний. Следовательно, отношение этих двух величин — излученной энергии и энергии возбуждения — является мерой эффективности, которую может давать данная лазерная система. Положение, при котором каждая возбуждаемая на высший лазерный уровень частица вносит один фотон в лазерное излучение, является, конечно, идеальным. Оно предполагает, что другие механизмы, такие как переходы на другие низшие энергетические уровни, пренебрежимо малы по сравнению с высвечиванием частицы на верхний лазерный уровень. Поэтому отношение энергии испзгщенного фотона к энергии возбуждения есть в действительности абсолютный максимум эффективности (или, как иногда называют, квантовая эффективность) лазерной системы. [c.57]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...