ПРИНЦИПЫ ЛАЗЕРОВ

НЕОДНОРОДНО УШИРЕННАЯ ЛИНИЯ

Когда контур линии неоднородно уширен, эффект насыщения проявля­ется более сложным образом, так что ограничимся обсуждением вопроса на качественном уровне (см. задачи 2.16и2.17к главе 2, где речь идет о более детальном описании явления). Для сохранения общности рассмотрения предположим, что контур линии складывается под действием механизмов как однородного, так и неоднородного уширения, так что его форма выража­ется соотношением (2.4.26). Таким образом, результирующая форма контура

[17] Хотя это утверждение и справедливо для двухатомных молекул, оно, вообще говоря, не применимо к многоатомным молекулам. Для последних (например, для молекулы 8Е6) рас­стояния между нижними колебательными уровнями часто оказываются значительно мень­ше 1000 см"1 (достигая порядка 100 см-1); в этом случае несколько колебательных уровней основного электронного состояния могут иметь значительную заселенность при комнатной температуре.

[18] Когда заселено много колебательных уровней основного электронного состояния, перехо­ды могут начинаться с любого из этих уровней. Полосы поглощения, содержащие переходы с уровней с и" > 0, называют горячими полосами.

[19] Простым примером ИК-неактивных переходов являются переходы в гомоядерных двух­атомных молекулах (например, Н2). Колебательно-вращательные переходы в этом случае за­прещены, поскольку в силу симметрии у таких молекул при колебаниях не возникает элек­трического дипольного момента.

[20] Такие быстрые переходы приводят, в конце концов, к установлению теплового равнове­сия, или термализации молекул, в возбужденном электронном состоянии. Вероятность засе­ления данного колебательного уровня рассматриваемого электронного состояния определяет­ся в этом случае выражением (3.1.8). У простых молекул наиболее заселенным оказывается при этом нижний колебательный уровень.

[21] Следуя подходу, изложенному в главе 2, гамильтониан взаимодействия записывается в виде электрического дипольного взаимодействия, а не взаимодействия векторного потенциа­ла поля с импульсом электрона р, как это делается во многих учебниках по физике полупро­водников. Можно показать, что использование гамильтонианов обоих типов приводит к одно­му и тому же конечному результату.

[22] Понятие сечения, обсуждавшееся в связи с рис. 2.7, теряет смысл для делокализованной волновой функции, каковой является волновая функция Блоха. Тем не менее обозначение а сохраняется для полупроводников, чтобы упростить сравнение со случаем одиночного атома или иона. Здесь а означает только, что вероятность переходов для случая плоских волн равна — ст!7, где 2^ — плотность потока фотонов в волне, или, иначе, ¥ = орс/Лу, где р — плотность энергии, а у — частота волны.

[23] Напомним, что в приближении параболической зоны все квантовые свойства полупровод­ников неявно содержатся в величинах эффективных масс и ширины запрещенной зоны.

[24] При конечных апертурах в оптической системе возникают дифракционные эффекты, что заметно изменяет вид пространственного распределения поля на выходе из нее.

[25] Термины «продольная мода» и «поперечная мода» в литературе по лазерам порой сбивают с толку и создают (ошибочное) впечатление, что существует два типа мод, а именно продоль­ные моды (иногда называемые осевыми модами) и поперечные моды. В действительности же любая мода характеризуется тремя числами, например я, т, I соотношения (5.5.24). Напря­женности электрического и магнитного полей практически перпендикулярны оси резонато­ра. Изменение амплитуд этих напряженностей в поперечном направлении определяется па­рой чисел т, I, тогда как изменение напряженности в продольном направлении (т. е. вдоль оси) определяется числом п. Когда не совсем точно говорят о (данной) поперечной моде, то это означает, что речь идет о моде с данными значениями поперечных индексов т, /, независимо от величины п. Соответственно выражение «одна поперечная мода» подразумевает моду с оп­ределенными значениями поперечных индексов т, I. Аналогичную интерпретацию можно применить и к продольным модам. Таким образом, под «двумя соседними продольными мода­ми» подразумеваются две моды с последовательными значениями продольного индекса п (т. е. пи(л + 1) или (п - 1)).

[26]

Где К12 — функция распространения волны между плоскостями г = L и г = 2L, а двойной интеграл берется по апертуре 2. Комбинация двух последних вы­ражений дает:

[27] Эти две моды все же различаются по отношению к набегу фазы при одном обходе, т. е. они отличаются характером изменения напряженности электрического поля вдоль продольной оси 2 и, следовательно, своими резонансными частотами.

[28] Столкновения первого рода приводят к превращению кинетической энергии одной из частиц во внутреннюю энергию другой частицы. В столкновениях второго рода внутренняя энергия преобразуется в некоторый другой вид энергии (отличный от излучения), такой как кинетическая энергия, или передается во внутреннюю энергию (в виде электронной, колеба­тельной или вращательной энергии) аналогичной или другой частицы. Таким образом, к столк­новениям второго рода относятся не только те, которые обратны столкновениям первого рода (такие как е + X* -» е + X), но также, например, и те, в которых энергия возбуждения превра­щается в химическую энергию.

[29] Хотя для немаксвелловского распределения понятие температуры и теряет свой смысл, можно все же определить среднюю энергию электронов, и, как и в случае максвелловского распределения, эта энергия оказывается функцией отношения Е/р.