Область оптического резонанса

Левая сторона (участок 6 дает наиболее простую картину. Здесь малы как х, так и сдвиг фазы. В формулах Ми наибольшее значение имеет один член с коэффициентом который соответствует электрическому дипольному рассеянию. Это — релеевское рассеяние, рассмотренное с более обш,ей точки зрения Б гл. 6. При переходе в нижний левый угол становятся существенными как Ьи так и члены с 1. Имеются четко определенные значения х, при которых один из этих членов играет большую роль это указывает на явление резонанса. Перемещаясь из этой области оптического резонанса (участок 5) вдоль нижней стороны квадрата, мы попадаем в область полностью отражающих шаров (участок 4). Полями внутри шара можно пренебречь, и коэффициенты Ми будут особенно простыми имеется достаточно числовых результатов, чтобы проследить постепенный переход от малых шаров к большим. Затем мы входим в область геометрической оптики (участок 5), которая занимает правую сторону квадрата. Диаграмма рассеяния является комбинацией дифракционной картины (зависящей от х, но не от т) с диаграммой отражения и преломления (зависящей только от т). Как следует из разд. 8.22, в этой области Q = 2. В нижнем конце этого участка преобладает отражение, и при подъеме вдоль вертикальной границы диаграммы преломление шаром увеличивается все более. В верхней части ббльшая часть света проходит после [c.159]

ОБЛАСТЬ ОПТИЧЕСКОГО РЕЗОНАНСА 179 [c.179]

Область оптического резонанса [c.179]

ОБЛАСТЬ ОПТИЧЕСКОГО РЕЗОНАНСА 185 [c.185]

Характерной особенностью гранулированных металлических пленок является увеличение их прозрачности при переходе из видимой в ИК-область спектра в противоположность поведению сплошных металлических пленок, у которых с увеличением длины волны поглощение света возрастает. Кроме того, у диспергированных металлов наблюдается оптический резонанс в видимой области спектра, не свойственный массивному веществу. [c.298]

Для среды с одиночным резонансом справедливы формулы (2.6.27), (2.6.28). Реальная диэлектрическая среда только весьма грубо может бьп ь описана в рамках развитой выше простой лоренцевой теории дисперсии с учетом набора собственных электронных резонансов. С определенной долей приближения выведенные выше формулы для оптической электронной дисперсии могут бьп ь распространены для описания дисперсии диэлектрика в ИК области, вблизи резонансов с ИК-активными молекулярными (или решеточными) колебаниями. В этом случае в соответствующих формулах заряд е и резонансная частота 12 электронов должны быть заменены на эффективный заряд и резонансную частоту 12 молекулярных или решеточных колебаний. В ИК области обычно Зависимости е (со)и е"(со), и (со) и к (со), а (со) и (со) приведены на рис. 2.24. [c.137]

Вследствие большой массы ионов по сравнению с массой электрона ((1 т) их собственная частота о, много меньше о)о и обычно соответствует инфракрасной области спектра (порядка Ю Гц). Как видно из (2.62), инфракрасное излучение с частотами о), близкими к о) вызывает особенно сильную ионную поляризацию, т. е. сильно взаимодействует с оптическими колебаниями кристаллической решетки. Конечно, непосредственно вблизи ю,- выражение (2.62) неприменимо для правильного описания резонанса в уравнение (2.61) нужно включить член, учитывающий затухание в движении ионов. [c.99]

Метод оптической накачки для газовых лазеров менее эффективен, чем для твердотельных. Во-первых, это связано с тем, что ширина полос поглощения у газов при рабочих давлениях в лазере определяется главным образом (Ян 300 нм) доплеровским уширением и поэтому полосы весьма узки, в отличие от широких полос в твердотельных лазерах. Поэтому попасть в резонанс труднее. Во-вторых, этим методом можно возбуждать только уровни, имеющие четность, противоположную четности основного состояния, поскольку для эффективного оптического возбуждения необходимо, чтобы между основным и возбужденным состояниями был разрешен дипольный переход. Лазерный переход также является дипольно разрешенным, поэтому нижний уровень рабочего (лазерного) перехода должен быстро обедняться за счет безызлучательных переходов в основное состояние. Такая ситуация редко реализуется в газах. И третье неудобство заключается в том, что, как правило, резонансные линии большинства газов находятся в вакуумном ультрафиолете, а в этой области, как известно, практически отсутствуют материа- [c.101]

Исследованы магнитные, резонансные, оптические и магнитооптические свойства кальций-висмут-ванадиевых гранатов, легированных ионами скандия. Установлено, что при введении в феррит граната до 0,14 мол. % ионов скандия намагниченность насыщения снижается примерно в 2 раза, а ширина полосы ферромагнитного резонанса практически не изменяется. Изучение оптических спектров кальций-ванадиевого граната позволило установить особенности поглощения в области Л=0,9 мк.и. Определены условия существования цилиндрических магнитных доменов в исследуемых гранатах. [c.232]

Затем мы кратко обсуждаем применение современных теорий многих тел для рассмотрения Инфракрасного поглощения и комбинационного рассеяния света решеткой методом температурных функций Грина или функций отклика. Мы делаем это для установления связи с некоторыми работами, ведущимися в настоящее время, а также, чтобы хотя бы коротко продемонстрировать использование симметрии и в этой области теории. В заключение дается краткое введение в одно из наиболее быстро развивающихся современных направлений, а именно в микроскопическую теорию оптических решеточных явлений. Переход к изучению процессов комбинационного рассеяния вблизи резонанса позволяет достигнуть больших результатов как в интерпретации экспериментальных данных, так и в теории этих явлений. Аналогичным образом, инфракрасная спектроскопия [c.21]

По сравнению с диэлектриками добавляется член с током проводимости / В статических и низкочастотных полях ток обусловлен движением практически одних только свободных электронов. Движение связанных электронов, а тем более атомных ядер в этой области спектра не играет никакой роли. Но уже в инфракрасной области, где лежат собственные частоты колебаний атомных ядер, движения последних начинают существенно влиять на оптическое поведение металлов (резонанс). В дальнейшем, в видимой и ультрафиолетовой областях спектра, в колебания вовлекаются и связанные электроны. [c.441]

При f = 0 (резонанс) ( jl —15, а j 10, и обе волны могут проявиться, если только использованное выше значение (Р = 4 10 " не слишком завышено. В этом, однако, уверенности нет, поскольку неизвестно значение эффективной массы экситона, а также значение параметров Л и 8. Тем не менее дальнейшие исследования оптических свойств кристалла dS в области рассматриваемой экситонной линии представляются весьма перспективными. [c.299]

Как было уже показано в 2.2.1, ответственные за дисперсионные свойства диэлектрического материала электронные и атомные резонансы вызывают также поглощение в окрестности резонансных частот. Для интересующих нас материалов это резонансы в ультрафиолетовой области спектра, связанные с электронными структурами атомов кристаллической решетки, и резонансы в инфракрасной области, обусловленные колебаниями самих атомов в решетке. Хотя эти резонансы и лежат весьма далеко от тех оптических частот, которые мы хотим использовать, однако они вызывают столь сильное поглощение, что хвосты нх полос поглощения захватывают эту область при очень малом уровне потерь. На рис. 3.1 приведена оценка потерь, создаваемых краями полос по1 лощения в кварцевом волокне, легированном германием. [c.77]

Если ограничиться сравнительно слабой п. д., что для большинства обычных оптических сред (кроме плазмы и ферромагнетиков) вне области резонансов достаточно, то для однородной непроводящей среды в виде определения можно написать [017, 018,1] ) [c.149]

Нижний левый угол квадрата т—х (см. рис. 20) является областью оптического резонанса. В этой области х мало, а т велико. При этих условиях шары имеют определенные типы электрического и. магнитного колебаний, которые являются почти са-мовозбуждающимися. Если значение у=тх благоприятствует возбуждению такого типа, колебание с большой амплитудой может возбуждаться падающей волной относительно малой амплитуды, однако для слегка меньшего или большего у это неверно. Поэто.му кривая ослабления имеет характерные резонансные пики. Кроме того, если тх постепенно возрастает и проходит резонансное значение, то диаграмма рассеяния также сильно изменяется. [c.179]

Источниками пикосекундных импульсов (тр 30 пс) с перестраиваемыми частотами со, и со2 служили два лазера на растворе органического красителя, синхронно накачиваемые цугами импульсов второй гармоники лазера на Nd YAG с пассивной синхронизацией мод. Излучение с частотой oj одновременно служило для возбуждения поверхности кристалла. Сигнал АСКР на частоте сОд = 2 oi С02 при сканировании разности частот Ol — С02 в области комбинационного резонанса после пространственной и спектральной фильтраций регистрировался фотоумножителем, накопление данных и перестройка частоты осуществлялись микроЭВМ. Были получены спектры оптического фонона при нескольких значениях плотности энергии возбуждающего излучения W= от 0,3Wo до Wo, где [c.252]

Оптические и магнитооптические свойства. Ферриты обладают сравнительно высокой прозрачностью в ряде участков ближнего и далекого инфракрасного спектров. Ферриты-гранаты характеризуются лучшей прозрачностью, чем ферриты-шпинели. Так, в иттриевом феррите-гранате имеются окна прозрачности при длинах волн K>L<0,1 мм и 1<л<10 мкм между двумя этими областями наблюдается сильное решеточное поглощение. В редкоземельных ферритах-гранатах в первой области прозрачности могут наблюдаться поглощение при ферромагнитном резонансе (если поле анизотропии велико) в случае обменного резонанса редкоземельной подрешетки в поле железных подрешеток, а также электронные переходы между уровнями основного мультиплета редкоземельных ионов. Во второй области наблюдаются электронные переходы в редкоземельных ионах и (при более коротких длинах волн) электронные переходы в ионах яселеза в октаэдрических и тетраэдрических позициях. Ферриты-гранаты в видимой и ближней инфракрасных областях спектра обнаруживают значительный эффект Фарадея при распространении света вдоль вектора намагниченности и примерно такой же по модулю эффект Коттона — Мутона (магнитное линейное двупреломле-ние) при распространении света перпендикулярно вектору намагниченности fl09—110]. [c.708]

Оптические реперы. Используемые в СВЧ-диапазоне методы получения узких спектральных линий оказались не применимыми в оптич. области спектра (доплеровское уширение мало в СВЧ-диапазоне). Для О. с. ч. важны методы, н-рые позволяют получать резонансы в центре спектральной линии. Это даёт возможность непосредственно связать частоту излучения с частотой квантового перехода. Перспективны три метода метод насыщенного поглощения, двухфотонного резонанса и метод разнесённых оптич. полей. Осн. результаты по стабилизации частоты лазеров получены с помощью метода насыщенного поглощения, к-рый основан на нелинейном взаимодействии встречных световых волн с газом. Нелинейно поглощающая ячейка с газом низкого давления может находиться внутри резонатора лазера (активный репер) и вне его (пассивный репер). Из-за эффекта насыщения (выравнивание населённостей уровней частиц газа в сильном поле) в центре доплеровски-уширен-ной линии поглощения возникает провал с однородной шириной, к-рая может быть в 10 —10 раз меньше доплеровской ширины. В случае внутренней поглощающей ячейки уменьшение поглощения в центре линии приводит к появлению узкого пика на контуре зависимости мощности от частоты генерации. Ширина нелинейного резонанса в молекулярном газе низкого давления определяется прежде всего столкновениями и эффектами, обусловленными конечным временем пролёта части- [c.451]

Учет конечной толщины возможен в чисто теоретическом плане на основе полученных строгих решений. Влияние ограниченности) размеров, конечной проводимости материала решетки, а также отклонения формы фазового фронта падающей волны составляют предмет многочисленных экспериментальных исследований. в оптике и радиофизике [105, 141, 144, 244, 257, 258, 271, 275—279]. Как показывают результаты экспериментов, дифракционные свойства реальных решеток совпадают с расчетными в пределах ошибки эксперимента (расхождение менее 5 %), если линейные размеры решеток не менее 40—50> , количество периодов порядка 40, толщина лент порядка 0,01 — 0,06 мм (в четырехмиллиметровом диапазоне) и материалом, из которого изготавливаются решетки, является медь или серебро в миллиметровом и сплавы алюминия в оптическом диапазоне. При этом такую решетку необходимо размещать от рупорной антенны облучателя на расстоянии нескольких сотен длин волн (300— 500 X). Влияние конечной проводимости материала решетки на экспериментальные данные наиболее существенно в области аномалий в оптическом диапазоне [141], а также в миллиметровом вблизи добротных резонансов [105]. [c.169]

В малых частицах ионных кристаллов благодаря возбуждению поверхностных оптических фононов резонансные пики поглощения или испускания ИК-света появляются в запрещенной у массивного вещества области частот между со-/- и ol- Теория предсказывает единственный резонанс при частоте сор Фрёлиха для сферических частиц (см. уравнение (416)) и два пика поглощения для кубических частиц при частотах (o сэр (сильный пик) и сОс (слабый пик) [996]. Ожидаемые резонансные частоты в случае малых частиц NiO и MgO разной формы рассчитаны в работе [997]. Разброс опубликованных экспериментальных данных для положений резонансных пиков частиц ионных кристаллов, очевидно, связан с различием формы, распределения частиц по размерам и их группировок в зависимости от способа приготовления образцов. Именно группировками частиц объясняются наблюдаемые пики поглощения массивного кристалла при oj- и к1,4а)7 (двухфононный процесс) у разных образцов из малых частиц NiO [997, 998]. [c.309]

Если вместо монохроматической волны пропустить через кристалл световые импульсы, то вместо появления постоянной поляризации и постоянного напряжения описанный нелинейный оптический эффект вызывает образование импульсов напряженности поля и напряжения. Так как нелинейность типичных элек-трооптических кристаллов вызвана исключительно электронами, то вдали от резонансов поляризация следует за электрическим полем световых импульсов практически безынерционно Время отклика составляет лишь несколько фемтосекунд. Следовательно, при прохождении через кристалл ультракоротких световых импульсов (ть Ю фс) в определенной области кристалла возникают импульсы поляризации такой же длительности. Считая нелинейный оптический эффект безынерционным и используя параметрическое приближение (т. е. без учета затухания при проходе лазерной волны через образец), можно-для пространственно-временной структуры поляризации приближенно записать [c.291]

Оптические свойства газа свободных электронов впервые были сформулированы Друде еще в начале нашего века. Проблема состоит в решении уравнения движения свободного электрона, колеблюш егося в электрическом поле электромагнитной волны. Таким путем можно связать оптические свойства металла с его электрическими свойствами [27] ). Шульц [37] установил, что при характерных для металлов значениях концентрации электронов N и электропроводности а теория Друде применима лишь в области длин волн от 0,3 до 100 мк. В этой области х > ге, где лих соответственно действительная и мнимая части комплексного показателя преломления п, п = ге — гх, хД — таким образом, измеряя величну х, можно определить эффективную массу носителей (электронов). Однако циклотронный резонанс при подходящих условиях дает более надежные результаты. [c.112]

Посмотрим, что произойдет, если увеличивать отношение /Г (см. рис. 9.2, где показана зависимость интенсивности прошедшего света от интенсивности падающего). Как мы видим, наклон кривой может стать больше единицы, иными словами, дифференциальное усиление сИ2-/сП может быть больше единицы. Если при этом медленно модулировать интенсивность падающего света, то на интенсивность прошедшего модуляция будет передана в соответствии с нелинейным соотношением /7- = /7- (/ ) и окажется усиленной. Таким образом, система действует как оптический транзистор. Если увеличивать отношение аЫТ еще сильнее, то кривая /7 = /7 (/ ), отвечающая стационарным условиям, становится 5-об-разной. В то время как участки с положительным наклоном являются устойчивыми, участок с отрицательным наклоном неустойчив. Таким образом, имеется определенный интервал значений / , в котором система бистабильна. Если медленно увеличивать мощность падающего света от нуля до величины, лежащей за областью бистабильности, а затем изменять ее в обратном направлении, то мы получим петлю гистерезиса, содержащую ветви с низким и высоким пропусканием. Такое бистабильное поведение системы обусловлено как нелинейностью взаимодействия атом — поле, так и обратной связью, создаваемой зеркалами оно и составит предмет нашего дальнейшего изучения. Пороговое значение аЫТ, при котором возникает бистабильность, зависит от ряда параметров отстройки резонатора (относительно частоты поля), отстройки атома, неоднородного уширения линии и т. Д. Когда поле падающего света находится в точном резонансе с атомной линией, дисперсия не проявляется и можно говорить о чисто абсорбционной биста- [c.232]

Для исследования М. а. я. примепяются разнообразные средства оптической и радиочастотной спектроскопии, а также специфические для ядерной физики мегоды, связанные с изучением ядерных переходов. Измерение М. а. я. тесно связано с изучением статистич. свойств, симметрии волновых ф-ций ядер. Экспериментальные данные о М. а. я. входят в число иажиейших, на к-рых основывается развитие теории ядра. В то же время измерения М. а. я. обогатили спектроскопию новыми методами, широко применяемыми в целом ряде областей пауки (см. Ядерный магнитный реь онанс, Электронный парамагнитный резонанс, Радиоспектроскопия). [c.312]

Выделим одно из изолированных экситонных состояний в квантовой яме, например уровень е1 — М1(1 ), обозначим резонансную частоту выделенного экситона в виде соц смотрим область частот Асо, широкую по сравнению с обратным временем жизни экситона, но узкую по сравнению с расстоянием со о - со о 1ДО ближайшего другого экситонного резонанса со . При нормальном падении света возбуждается экситон с нулевым двумерным волновым вектором, т.е. с КX = К у = 0. Экситон может рассеяться на фононе или статическом дефекте в состояние с К 0, захватиться на локализованное состояние (с испусканием акустического фонона), испустить оптический фонон и высветиться в области частот за пределами интервала До. Время жизни экситона по отношению к указанным или аналогичным диссипативным процессам обозначим в виде т. Кроме того, экситон может когерентно излучить вправо или влево фотон на той же частоте со и с волновым вектором к. Соответствующее время т о называется радиационным временем жизни экситона. Смысл введенных параметров со о. и X о удобно пояснить на примере нестационарной постановки задачи при импульсном возбуждении экситона его вол- [c.96]

При изучении оптических спектров поглощения корунда с примесью железа было установлено наличие полосы поглощения в ультрафиолетовой области спектра [16]. Это позволяет нредноложить, что ионы железа входят в решетку корунда, изоморфно замещая ион алюминия. По виду спектра следовало бы считать, что железо находится в грехвалентпом состоянии [44, 213]. Исследованиями спектров парамагнитного резонанса также подтверждается трехвалентное состояние иона железа в корунде [189, 214, 215]. [c.215]

Записывая поляризацию в виде (А.1), мы для удобства предполагали, что связь между Р и Е — локальная, т.е. что поляризация в точке х определяется электрическим полем в точке х (и не зависит от электрических полей в других точках х ). При частотах рентгеновского диапазона восприимчивость X по порядку величины около 10 или меньше. Сама восприимчивость может быть функцией не только х, но и частоты м, однако, за исключением области частот, близких к краю поглощения рентгеновских лучей, и областгй резонанса оптического поглощения, у нас нет необходимости учитывать ча< стотную зависимость % [c.717]

Ради простоты мы ниже рассмотрим характер поляризации и дисперсию электромагнитных волн в кубичеЪких кристаллах, которые относятся к наиболее симметричным классам и Оц ). Получающиеся результаты можно использовать не только вблизи дипольных переходов, но и вдали от всяких переходов (область прозрачности), В последнем случае, однако, оптическая анизотропия меньше, чем вблизи от резонансов. Как это следует из уравнений (2.26), а также [c.195]

Как видно из рис. 2.9, в оптических участках спектра, достаточно удаленных от резонансов, следует предполагать, что п будет медленно увеличиваться с ростом частоты электрического поля и, следовательно, п будет медленно уменьшаться с увеличением его длины волны. Таким образом, в интересуюш,их нас областях спектра производная д,п1дХ будет малой по величине и отрицательной по знаку. Из рис. 2.9 также видно, что имеет место тесная связь между дисперсией (областями, где п изменяется при изменении частоты поля) и поглощением (областями, где п становится значительным по величине). Эта связь носит фундаментальный характер. В любой линейной стационарной физически реализуемой системе, в которой ограниченное по величине входное воздействие порождает также ограниченный по величине отклик, мнимая часть передаточной функции может быть всегда однозначно определена по известной реальной части передаточной [c.51]

Кроме специфических квантовых размерных эффек тов, следует упомянуть также размерные эффекты, не посредственно с квантовой трактовкой не связанные При отражении от тонкого слоя в области резонансов если оптическая толщина его значительно меньше глу бины проникновения и длины волны, должен проявлять ся кооперативный радиационный эффект, т. е. радиаци онная ширина соответствующих переходов возрастает становится равной Л/ у (где N — число излучающих ос цилляторов, а — радиационная ширина изолирован ного атомного осциллятора [30—31]). [c.191]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...