Большая советская энциклопедия:
Многофотонные процессы
Процессы взаимодействия электромагнитного излучения с веществом, сопровождающиеся поглощением или испусканием (или тем и другим) нескольких электромагнитных квантов (Фотонов) в элементарном акте.
Основная трудность наблюдения М. п. — их чрезвычайно малая вероятность по сравнению с однофотонными процессами. В оптическом диапазоне до появления Лазеров наблюдались только двухфотонные процессы при рассеянии света: резонансная флуоресценция (см. Люминесценция), релеевское рассеяние света, Мандельштама — Бриллюэна рассеяние и Комбинационное рассеяние света. При резонансной флуоресценции (рис., а) атом или молекула поглощают в элементарном акте одновременно один фотон возбуждающего излучения ћ1 и испускают один фотон ћ2 той же самой энергии. Рассеивающий атом при этом снова оказывается на том же самом уровне энергии E1. В элементарном акте бриллюэновского и комбинационного рассеяний в результате поглощения и испускания фотонов рассеивающая частица оказывается на уровне энергии, удовлетворяющем закону сохранения энергии для всего двухфотонного процесса в целом: увеличение энергии частицы E2 — E1 равно разности энергий поглощённого и испущенного фотонов ћ1 — ћ2 (рис., б). После появления лазеров стало возможным наблюдение процессов многофотонного возбуждения, когда в элементарном акте одновременно поглощается несколько фотонов возбуждающего излучения (рис., в). Так, при двухфотонном возбуждении атом или молекула одновременно поглощают два фотона ћ1 и ћ2 и оказываются в возбуждённом состоянии с энергией E2 = E1 + (ћ1 + ћ2) (см. Вынужденное рассеяние света, Нелинейная оптика).
Представление о М. п. возникло в квантовой теории поля (См. Квантовая теория поля) для описания взаимодействия излучения с веществом. Это взаимодействие описывается через элементарные однофотонные акты поглощения и испускания фотонов, причём р-приближению теории возмущений соответствует элементарный акт с одновременным участием р фотонов; р-фотонный переход можно рассматривать как переход, происходящий в р этапов через р — 1 промежуточных состояний системы: сначала поглощается (или испускается) один фотон и система из состояния E0 переходит в состояние E1, затем поглощается (или испускается) второй фотон и система оказывается в состоянии E2 и т. д.; наконец, в результате р элементарных однофотонных актов система оказывается в конечном состоянии Eр.
В случае М. п. с поглощением или вынужденным испусканием р фотонов одинаковой частоты величина вероятности перехода пропорциональна числу фотонов этой частоты в степени р, т. е. интенсивности излучения в этой степени.
Вероятность М. п. с участием р фотонов отличается от вероятности М. п. с участием (р — 1) фотона множителем, который в оптическом диапазоне для нерезонансных разрешенных дипольных электрических переходов (см. Квантовые переходы) ~ (Есв/Еат)2, где Есв — амплитуда напряжённости электрического поля излучения, Еат — средняя напряжённость внутриатомного электрического поля (~ 109 в/см). Для всех нелазерных источников излучения Есв << Еат и с увеличением числа фотонов вероятность перехода резко уменьшается. В случае лазерных источников уже достигнуты столь большие плотности мощности излучения (1015 вт/см2), что Есв/Еат ~ 1 и вероятности М. п. с участием большого числа фотонов становятся сравнимыми с вероятностями однофотонных переходов.
Правила отбора для М. п. отличны от правил отбора для однофотонных. В системах с центром симметрии дипольные электрические переходы с участием чётного числа фотонов разрешены только между состояниями с одинаковой чётностью, а с участием нечётного числа фотонов — между состояниями с разной чётностью. На новых правилах отбора для М. п. основано одно из наиболее принципиальных применений М. п. — многофотонная спектроскопия. Измерение спектров многофотонного поглощения позволяет оптическими методами исследовать энергетические состояния, возбуждение которых запрещено из основного состояния в однофотонных процессах.
В отличие от однофотонных процессов, закон сохранения энергии при М. п. может быть выполнен при результирующем переходе атома из более низкого в более высокое энергетическое состояние не только с поглощением, но и с испусканием отдельных фотонов. Поэтому М. п. лежат в основе методов преобразования частоты излучения лазеров и создания новых перестраиваемых по частоте лазерных источников излучения (генераторов гармоник, генераторов комбинационных частот, параметрических генераторов света (См. Параметрические генераторы света) и т. п.). На основе М. п. возможно также создание перестраиваемых по частоте источников мощного оптического излучения.
Лит.: Бонч-Бруевич А. М., Ходовой В. А., Многофотонные процессы, «Успехи физических наук», 1965, т. 85, в. 1, с. 3—67; их же, Многофотонные процессы в оптическом диапазоне, «Изв. АН БССР, сер. физико-математических наук», 1965, № 4, с. 13—32.
В. А. Ходовой.
Схемы квантовых переходов для двухфотонных процессов; а — в случае резонансной флуоресценции; б — комбинационного рассеяния и рассеяния Мандельштама — Бриллюэна; в — двухфотонного возбуждения.
Физический энциклопедический словарь:
Процессы вз-ствия эл.-магн. излучения с в-вом, при к-рых в одном элем. акте одновременно происходит поглощение или испускание (или то и другое) неск. фотонов. Разность энергий поглощенных и испущенных фотонов равна энергии, приобретаемой (или теряемой) ч-цами в-ва (атомами и молекулами). В этом случае происходит многофотонный переход ч-ц между квант. состояниями. М. п. проявляются в достаточно сильных световых полях, поэтому их широкое исследование началось после создания лазеров.
Рис. 1. Квант. схемы двухфотонных процессов: а — комбинац. рассеяние; б — двухфотонное поглощение; в — двухфотонное испускание.
Простейшими М. п. явл. двухфотонные. В элем. акте комбинационного рассеяния ч-ца одновременно поглощает фотон с энергией ћw1 и испускает фотон другой энергии ћw2 (рис. 1,а). Рассеивающая ч-ца при этом переходит из состояния с энергией ?1 на уровень ?2; изменение энергии ч-цы равно разности энергий поглощённого и испущенного фотонов ћw1-ћw2. При д в у х ф о т о н н о м п о г л о щ е н и и (рис. 1, б) ч-ца приобретает энергию ?2-?1, равную сумме энергий двух поглощённых фотонов ћw1+ћw2, происходит т. н. д в у х ф о т о н н о е в о з б у ж д е н и е вещества. В случае же двухфотонного испускания (рис. 1, в) ч-ца, находившаяся первоначально в возбуждённом состоянии ?2, переходит на более низкий уровень ?1 с одноврем. излучением двух фотонов: ћw1+ћw2=?2-?1. Аналогичные процессы возможны и с участием трёх и большего числа фотонов (рис. 2, а, б). Примерами М. п. явл. также м н о г о ф о т о н н а я и о н и з а ц и я и м н о г о ф о т о н н ы й ф о т о э ф ф е к т.
Рис. 2. а, б — схемы трёхфотонного (гиперкомбинационного) рассеяния света; в — процесс четырёхфотонной ионизации.
В первом случае в результате одноврем. поглощения неск. фотонов происходит отрыв эл-нов от атома или молекулы (рис. 2, в). Во втором случае одноврем. поглощение неск. фотонов приводит к вырыванию эл-на из в-ва.
Каждый фотон, возникающий при М. п., может испускаться либо самопроизвольно (спонтанно), либо под действием внеш. излучения с той же частотой (вынужденное испускание). Вероятность m-фотонного процесса Wm, в к-ром происходит поглощение и вынужденное испускание фотонов с энергиями ћw1, ћw2, ... ћwm, равна Wm=Amn1n2... nm, где n1, n2, . . ., nm— плотности числа фотонов с соответствующей энергией, т. е. вероятность Wm пропорц. произведению интенсивностей падающего излучения на частотах w1, w2, ..., wm. Константа Am зависит от структуры в-ва, типа М. п. и от частоты падающего излучения. Если, напр., одна из частот возбуждающего излучения близка к частоте промежуточного перехода в атоме, то величина Am резонансным образом возрастает. Так, при двухфотонных процессах это имеет место, если ћw1»?3-?1.
Отношение вероятности М. п. с участием т фотонов к вероятности М. п. с участием (m-1) фотонов Wm-1 при отсутствии промежуточных резонансов по порядку величины равно (Е/Еат)2 , где Е — амплитуда напряжённости электрич. поля излучения, Еат — ср. напряжённость внутриатомного электрич. поля (Еат=109 В/см). Для нелазерных источников излучения (E<-Eат) с увеличением числа фотонов, участвующих в элем. акте, вероятность М. п. резко уменьшается. Поэтому до появления лазеров наблюдались помимо однофотонных лишь двухфотонные процессы при рассеянии света: резонансная люминесценция, рэлеевское рассеяние света, спонтанное Мандельштама — Бриллюэна рассеяние и комбинац. рассеяние света. Лазерные источники света позволяют получать весьма высокие плотности мощности излучения (Е=Еат). При этом резко возрастают вероятности М. п. При больших интенсивностях излучения М. п. во многом определяют оптич. свойства в-ва. Напр.: прозрачные в-ва при достаточно высокой интенсивности падающего лазерного излучения могут стать непрозрачными за счёт процессов многофотонного поглощения.
Правила отбора для М. п. отличны от правил отбора для однофотонных процессов. Напр., в средах, обладающих центром симметрии, дипольные электрич. переходы с участием четного числа фотонов разрешены только между состояниями с одинаковой чётностью, а с участием нечётного числа фотонов — между состояниями с противоположной чётностью. Измерение спектров многофотонных поглощения или рассеяния позволяет оптич. методами исследовать энергетич. состояния в-ва, возбуждение к-рых из осн. состояния с помощью однофотонных процессов запрещено (см. НЕЛИНЕЙНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ).
М. п., в к-рых наряду с поглощением имеет место испускание фотонов, используются в оптических преобразователях частоты.
Рис. 3. Квант. схемы процессов сложения двух частот (о), генерации третьей гармоники (б) и разностных частот (в).
Напр., процесс вынужденного комбинац. рассеяния используется в генераторах комбинац. частот (к о м б и н а ц и о н н о м л а з е р е). Процессы, в к-рых конечное квант. состояние в-ва совпадает с исходным (рис. 3), лежат в основе генерации гармоник, суммарных и разностных частот лазерного излучения. На них основано также действие параметрических генераторов света.
© «СловоТолк.Ру» — толковые и энциклопедические словари, 2007-2020