Засновані на нелінійних процесах методи перетворення частот монохроматичного електромагнітного випромінювання, такі як детектування, генерація гармонік, різницевих і сумарних частот, добре розвинені в класичній електроніці. Висока інтенсивність, спрямованість і монохроматичність лазерних випромінювань дали можливість Широкого використання цих радіотехнічних методів в оптичному діапазоні. Великий внесок у розвиток методів нелінійної оптики і, перш за все, для перетворення частоти лазерного випромінювання вніс Р. В. Хохлов.
Кажучи з потреби стисло, ми обмежимося тільки згадкою двох фундаментальних положень, лежачих в основі нелінійно-оптичних методів перетворення частот лазерного випромінювання.
По-перше, під дією сильного поля сприйнятливість середовища стає нелінійною. Це означає, що в розкладанні
поляризації середовища по полю стають істотними коефіцієнти пропорційності при вищих ступенях напруженості електричного поля світлової хвилі –
де 
називаються нелінійними сприйняттями n-го порядку. Звідси витікає, що при дії інтенсивного монохроматичного поля поляризація, тобто дипольний момент одиничного об'єму середовища, осцилює не тільки на основній частоті, але і на її гармоніках. Під впливом випромінювання, що містить більш ніж одну частоту, виникають також осциляції і па сумарних і різницевих частотах. В результаті поле випромінювання, що розповсюджується в нелінійному середовищі, містить гармонійні складові і складові на сумарних і різницевих частотах.
По-друге, необхідною умовою ефективного перетворення частоти є наявність фазового синхронізму хвиль початкової і бажаної частот, що забезпечує накопичення ефекту перетворення на всій довжині нелінійного матеріалу. Це пов'язано з тим, що в оптиці, на відміну від радіодіапазону, розміри області нелінійної взаємодії, як правило, істотно перевищують довжину хвилі, і взаємодія відбувається в режимі хвиль, що біжать.
Очевидна та роль, яку грає наявність нелінійного матеріалу, відповідного завданню перетворення лазерного випромінювання заданої частоти в необхідний діапазон. Для генерації гармонік у видимій області з найбільшим успіхом застосовуються такі кристали, як ADP (дигідрофосфат амонія), KDP (дигідрофосфат калія), іодат та необат літію, необат натрію-барію і т.п. Для генерації різницевих частот, що дозволяє плавно перекривати ІЧ область спектру аж до 20 мкм, знайшли застосування такі кристали, як селенід галію, тиогалат срібла, германо фосфід цинку, арсеногерманат кадмію і т.п.
Слід підкреслити, що при генерації гармонік для видимої і ближньої УФ областей спектру досягнуті високі ефективності перетворення. Інтенсивність отримуваних таким чином випромінювань по порядку величини співпадає з інтенсивністю початкового випромінювання рубінових, неодимових лазерів, лазерів на фарбниках. Проте в ІЧ області випромінювання на різницевих частотах залишається все ще мало інтенсивним, досягаючи доль міліджоуля в імпульсному режимі і доль мілівата при високій частоті проходження імпульсів. Тут ще багато що треба зробити.
Використання твердих тіл як нелінійних матеріалів обмежено областю їх спектральної прозорості. Для просування в дальші області УФ випромінювання великий інтерес представляють атоми і молекули, що знаходяться в газовій фазі. Зменшення щільності середовища в газах може компенсуватися збільшенням нелінійних сприйнять, обумовленим
близькістю частот взаємодіючих нулів до резонансу. Оскільки резонансні лінії в газах вузькі, а в нерезонансі гази прозорі, то газові середовища придатні для реалізації нелінійних взаємодій від ПК до далекого УФ і м'якого рентгенівського випромінювань.
Великою гідністю газів є можливість управління фазовим синхронізмом шляхом змішення різних газів, що володіють різною залежністю показника заломлення від довжини хвилі. При інтенсивностях основного випромінювання 1014—10'5 Вт/см2 в парах лужних металів п в благородних газах здійснюється генерація 5-ою, 7-ою, 9-ою гармонік, що дає випромінювання в області 100—40 нм. Ефективність перетворення, як правило, дуже низька. До теперішнього часу для області 100 нм в кращих випадках ефективність досягає значення 10-5. Потужність, що генерується, досягає сотень ватів в імпульсах пікосекундної тривалості. Це є великим досягненням, але на підставі таких результатів говорити про освоєння дальнього УФ діапазону джерелами лазерного випромінювання ще рано.
До нелінійних ефектів, які з успіхом можуть бути використані для перетворення частот лазерного випромінювання, відноситься комбінаційне розсіяння світла. Найчастіше застосовується розсіяння на коливаннях молекул. Енергія взаємодії молекул з світловою хвилею визначається квадратом напруженості поля хвилі. При великих інтенсивностях падаючого випромінювання сумарна дія електричних полів падаючого і розсіяного світла призводить до того, що сила, що діє на молекули, містить помітну складову на різницевій частоті цих полів. Але по сенсу ефекту комбінаційного розсіяння ця частота рівна частоті власних коливань молекули. Відбувається резонансне розгойдування молекулярних коливань, що приводить до зростання інтенсивності розсіяння.
У свою чергу, зростання інтенсивності розсіяного світла викликає посилення коливань молекул розсіюючого середовища і т.д. Утворюється зворотний зв'язок. В результаті спостерігається ефект вимушеного комбінаційного розсіяння (ВКР). Помістивши розсіююче таким чином середовище в резонатор, ми отримуємо так званий ВКР-лазер. Зрушення частоти випромінювання ВКР-лазера по відношенню до частоти лазера накачування кратне частоті власних коливань молекул розсіюючого середовища, активних в комбінаційному розсіянні. ВКР-лазери можуть бути реалізовані із залученням не тільки коливань, але і обертань молекул. До. п. д. перетворення випромінювання накачування в бажане випромінювання може бути вельми великий і, в принципі, обмежений тільки Стоксовими втратами.
Вимушене комбінаційне розсіяння є перспективним способом перетворення частоти лазерного випромінювання в задану область спектру і широко застосовується з використанням таких лазерів, як ексимерні, хімічні, неодимові, С02-лазеры. Очевидна також часто використовувана можливість послідовної зміни частоти при каскадному використанні ефекту комбінаційного розсіяння світла.
Методи нелінійної оптики вельми продуктивні, але їх використання обмежене існуючими лазерами, а в областях далекого УФ до рентгенівського випромінювань мало ефективно. Для реального освоєння нових, все більш і більш короткохвильових діапазонів необхідний розвиток безпосередніх методів створення інверсії населенностей.
У попередньому викладі йшлося про методи розширення діапазону довжин хвиль лазерного випромінювання, значною мірою вже реалізованих і таких, що починають входити в повсякденну практику квантової електроніки. Зараз ми зупинимося на перспективних питаннях, розроблених в істотно меншому ступені. Розглянемо спочатку далекий УФ діапазон. До далекого УФ діапазону прийнято відносити випромінювання в області довжин хвиль 1 — 50 нм. У короткохвильовій своїй частині далекий УФ діапазон стуляється з діапазоном м'якого рентгенівського випромінювання.
Як вже наголошувалося в лекції вісімнадцятої, труднощі освоєння УФ діапазону носять принциповий характер. Як випливає з формули (18.6), коефіцієнт посилення, у міру просування у все більш і більш короткохвильовий діапазон падає як V-5. Таке сильне падіння посилення із зростанням частоти вимагає різкого збільшення інтенсивності накачування, що повинне приводити до надзвичайно великих енерговитрат на створення інверсії.
Розглянемо послідовно, ґрунтуючись на матеріалі оглядової статті Ф. У. Бункина, В. И. Держиева п С. И. Яковленко «Про перспективи посилення світла далекого УФ діапазону» (Квантова електроніка, 1981, т. 8, вип. 8, її. 1621—1649), істотні сторони обговорюваної проблеми. Відзначимо спочатку, що при аналізі можливостей створення лазерів в далекому УФ діапазоні доцільно обмежитися питаннями досягнення інверсії населенностей, що приводить до сильної над світимості. Обговорення проблем, пов'язаних із створенням зворотного зв'язку в цьому надзвичайно короткохвильовому діапазоні, передчасно. На резонатори в їх класичній двох дзеркальній формі для далекого УФ діапазону розраховувати важко, хоча схеми з розподіленим зворотним зв'язком, мабуть, можливі. Головною є, звичайно, проблема створення інверсії.
Розглянемо тепер питання про вибір активного середовища; пригадаємо, що довжині хвилі 1 нм відповідає енергія кванта випромінювання 1240 еВ. Разом з тим найбільша зміна енергії зовнішнього (оптичного) електрона нейтрального атома на переходах між дискретними рівнями не може перевищувати значення енергії, необхідної для відриву цього електрона від атома. Зі всіх елементів періодичної таблиці найвищим значенням відповідного потенціалу іонізації володіє атом гелію. (24,6 еВ). Переходи з енергіями в сотні електронвольт можуть здійснюватися тільки між рівнями енергії внутрішніх електронів багатоелектронних атомів. Але спектроскопія багато-електронних конфігурацій погано розроблена, кінетика процесів релаксацій складна, наявність багатьох каналів радіаційного розпаду збуджених станів серйозно ослабляє надійність теоретичного аналізу і утрудняє експериментальне вивчення процесів збудження і релаксації таких систем. Тому основний інтерес представляє аналіз можливостей посилення на переходах в зовнішніх оболонках багатозарядних іонів. У випадку, наприклад, кисне подібних іонів заліза, міді, цинку і т.п. єдиний електрон, що залишився, так сильно притиснутий до ядра, що переходи між його рівнями енергії відповідають короткохвильовій частині далекого УФ діапазону. Аналогічна ситуація з гелій - і неоновими іонами атомів, важчих, ніж гелій і Неон відповідно. Сучасні технічні засоби, такі як лазерний пробій, електронні пучки, дозволяють створювати плазму, що містить необхідні багаторозрядні іони.
Можливі багато методів створення інверсії па переходах в зовнішній оболонці багатозарядного іона. Найбільш перспективною представляється схема рекомбінаційного накачування верхнього робочого стану при радіаційному спустошенні нижнього робочого стану. Практично при будь-якому виді зіштовхувальної рекомбінації електрон спочатку потрапляє у високо збуджений стан, а потім, зробивши серію каскадних переходів, опиняється в основному стані. Якщо одне із збуджених полягань в цьому каскаді розпадається швидше, ніж вище розміщене, то в плазмі виникає інверсія, що існує до тих пір, поки зіштовфувальний потік переважає над іонізацією і збудженням. Така рекомбінаційно - нерівноважна плазма повинна бути такою, що переохолоджувала, тобто її електронна температура повинна бути відносно низька. Для збереження нерівноважності необхідно охолоджувати плазму достатньо швидко, час охолоджування повинен бути менше часу рекомбінації.
Відзначимо, що тут є видимим аналогія з газодинамічним методом створення інверсії (див. лекцію шістнадцяту).У разі охолоджування при розльоті плазмового циліндра оцінку
часу охолоджування можна зробити, вважаючи його по порядку величини рівним відношенню початкового радіусу циліндра до швидкості руху межі. При радіусі циліндра 10-2 см, швидкості
розльоту 106—107 см/с час охолодження виявляється рівним
1 — 10 нс. Час рекомбінації визначається вибраною схемою
рівнів і типом іона, механізмом спустошення нижнього робочого стану, параметрами плазми, довжиною хвилі шуканої генерації. У найбільш перспективному випадку радіаційного спустошення нижнього рівня кисне подібного іона при створенні інверсії на переході п = 4 ->- п = 3, де п — головне квантове число, вимога рекомбінаційної не рівноваги обмежує знизу довжину хвилі генерації значенням 2—3,5 нм.
Істотніше, проте, що можливість просування в область X та 1 нм обмежено не часом охолоджування, а необхідним енерговнеском. У даній схемі опиняється, що порогове значення енерговнеска із зменшенням довжини хвилі наростає так сильно, що при переході від Я = 10 нм до до = 1 нм значення необхідного енерговнеску збільшується від 3 кДж/см3 до 0,3 кДж/см3.
Не зупиняючись на труднощах формування плазмового згустка з потрібними для генерації далекого УФ випромінювання параметрами, відзначимо, що генерація в рекомбінаційно-нерівномірній плазмі інертного газу з парами металів отримана у видимому і областях, що безпосередньо примикають до нього, ІЧ і УФ діапазону на багатьох лініях (близько 40) переходів одноразових іонів Ве, Мg, А1, Са, Sr, Sn, Ва, Рb і т.д. Показана ефективність радіаційного спустошення нижніх робочих рівнів. Почали з'являтися повідомлення про спостереження інверсії населеності в рекомбінуючій плазмі лазерного пробою па переходах багатозарядних важких іонів в далекому УФ діапазоні.
Мабуть, створення ефективних джерел індукованого випромінювання далекого УФ діапазону представляється цілком реальним.
Вище ми розглянули тільки один з можливих підходів до рішення цієї важливої задачі квантової електроніки. Рекомбінаційну нестійкість плазми можна створювати і стаціонарно підтримувати зовнішнім джерелом інтенсивного іонізуючого випромінювання. Якщо джерело достатньо інтенсивне (1015— 1016 Вт/см2), то немає необхідності розділяти в часі процеси введення енергії в плазму і охолоджування електронів. Тоді обмеження знизу на довжину хвилі випромінювання, що генерується, обумовлене трохи часу охолоджування, може бути знято, і стає можлива генерація рентгенівського випромінювання в діапазоні довжин хвиль 0,1—1 нм на переходах між кисне подібними станами багатократних іонів важких атомів.
Підкреслимо ще раз, що створення лазерних джерел далекого УФ і рентгенівського випромінювань є одній з найважливіших завдань квантової електроніки. Це завдання ще далеко не вирішене, хоча теоретичні передумови і перші експериментальні свідоцтва можливості її рішення існують.
Набагато складнішим є питання про можливість створення гамма - лазерів, що генерують монохроматичне електромагнітне випромінювання з енергіями фотонів в діапазоні десятків, — сотень кілоелектронвольт(довжини хвиль в діапазоні від десятих до тисячних доль нанометра). При аналізі перспектив розробки гамма - лазерів виникають проблеми, що відносяться до багатьох наукових дисциплін. Окрім квантової електроніки, це — оптична і ядер"»" спектроскопії, хімік, кристалографія, фізика твердого тіла, нейтронна фініка.
Ґрунтуючись на матеріалі оглядової статті Дж. Болдуіна, Дж. Соулема і 15. 11. Гольдапського «Підходи до розробки гамма-лазерів, розглянемо деякі з істотних сторін обговорюваного питання.
Відзначимо перш за все, що енергія квантів гамма-випромінювання відповідає, як це добре відомо, внутріядерним переходам. Тому велику увагу привертає можливість використання переходів між стаціонарними станами ядерних ізомерів. Багато ядер, як стабільних, так і радіоактивних, володіють ізомерними станами з великими часом життя. Так, в області енергій переходів 6—120 кеВ (λ=0,2— 0,01 нм) існують ядра, ізомерні стани яких володіють часом життя від декількох наносекунд до годин. Це обумовлено тим, що відповідні радіаційні переходи сильно заборонені в порівнянні з рентгенівськими переходами тих же енергій між зв'язаними електронними станами атома.
Імпульс віддачі при випусканні гамма-кванта передається тому, що випустив цей квант ядру. Закони збереження енергії і імпульсу призводять до того, що для вільних або слабо зв'язаних ядер тепловий рух викликає сильне зрушення і уширення ліній випромінювання.-Когда випромінююче ж ядро зв'язане в твердому тілі, імпульс віддачі передається всім граткам кристала. В результаті лінії випромінювання багато вужчий, ніж у разі незв'язаних ядер. Таке випромінювання «без віддачі», що володіє практично незміщеною інтенсивною лінією майже природної ширини, називають ефектом Мессбауера. До ядер, для яких спостерігалося мессбауеровское випромінювання, відносяться ізотопи 6ГРе, 672п,,3Се і т.д.
Для посилення необхідна інверсія населенностей. У ядерних реакціях і при радіоактивному розпаді можлива така ситуація, при якій співвідношення швидкостей освіти і спонтанного розпаду тих або інших дочірніх ядер сприятливо утворенню інверсії на мессбауеровских переходах в ядрах, подібно до того як це спостерігається в рекомбінуючій не рівноважній плазмі на електронних переходах багатозарядних іонів. Збудження ядер може здійснюватися інтенсивним нейтронним опромінюванням кристала, що містить такі присадки, які можуть перетворитися на необхідні мсссбауеровские ядра, а також радіохімічним, механічним або лазерним методом виділення потрібних продуктів ядерної реакції, їх подальшій концентрації і кристалізації до того, як вони втратили інверсію. Можлива також комбінація нейтронного і гамма-облучения кристала і т.д.
Кристал, який містить мессбауеровские ядра, вимагає можливо глибшого охолоджування з метою звуження лінії випромінювання. Форма кристала зазвичай передбачається голкообразної, об'єм його оцінюється залежно від довжини хвилі велечиною 10-7—10-9 см3, щільність збуджених станів — величиною 1017—1019 см-3. При цьому щільність енергії, запасеної цими станами, досягає виключно високих значень, що обчислюються сотнями і тисячами джоулів на кубічний сантиметр. Повний енерговнесок при накачуванні повинен бути, очевидно, істотно вище. Звідси витікає одноразовість н вибуховий характер передбачуваного режиму роботи і видно труднощі його реалізації.
Існує багато пропозицій різних схем створення гамма-лазерів, багато теоретичних досліджень передбачуваних режимів роботи, розкрито багато суперечностей, вказано багато технічних і технологічних труднощів, розглянуті способи їх подолання. Проте все ще відсутні повідомлення про результати експериментальних досліджень, які можна було б розглядати як просування на шляху до створення гамма-лазеров.
Оскільки можливі області застосування монохроматичних випромінювань на довжинах хвиль, порівнянних або навіть менших атомних розмірів, представляються практично необмеженими як у фундаментальних дослідженнях, так і в додатках, то пошуки шляхів створення гамма-лазеров, що реалізовуються, активно продовжуються.
На закінчення доцільного підкреслити, що, хоча дослідження, розробка і промисловий випуск лазерів складають наочну основу квантової електроніки, її зміст далеко не вичерпується тільки основами фізики лазерів або тільки лазерами. Квантова електроніка, створивши в ГИК, видимою і УФ областях спектру можливості граничної щільності енергії випромінювання в просторі, в часі і в частотному інтервалі, привела до появи і бурхливого розвитку абсолютно нових напрямів науки і техніки, кожне з яких повинне бути предметом окремого лекційного курсу. Згадаємо деякі з них.
У нелінійній оптиці, про яку вже мовилося вище, розробляються методи генерації гармонік і різницевих частот, створюються параметричні підсилювачі і генератори світла, досліджується вимушене розсіяння світла, здійснюється звернення хвильового фронту, вивчаються можливості конструювання нелінійних адаптивних оптичних систем. Велике місце в роботах по нелінійній оптиці займає вивчення само дій інтенсивного світла, при яких під дією світла змінюються оптичні характеристики середовища, що впливають на умови розповсюдження світла в ній, зокрема може відбуватися самофокусування світла.
У нелінійній спектроскопії досліджуються когерентні процеси типу фотонної луни і світлових нутацій, їх спектроскопічні застосування, ведуться роботи але спектроскопії насичення, по спектроскопії насичення, по стабілізації частоти випромінювання літерою, розвиваються спектроскопічні заломлення когерентного антистоксового розсіяння світла, вивчаються процеси багато фотонного поглинання світла, багато фотонну іонізації атомів і дисоціації молекул.
До нелінійної лазерної спектроскопії близько примикає вивчення процесів резонансних взаємодій інтенсивного лазерного випромінювання з речовиною, ізотопів, що приводять до лазерного розділення, лазерному управлінню хімічними, зокрема біохімічними, реакціями, до можливості лазерного детектування одиночних атомів і молекул.
До нерезонансних процесів взаємодії могутнього лазерного випромінювання з речовиною відносяться оптичний пробій газів, лазерне розігрівання плазми пробою, випаровування металів лазерним випромінюванням, лазерна різка, зварка, гарт металів, лазерна генерація звуку, лазерна руйнування прозорих діелектриків лазерним випромінюванням і т.п. Великий інтерес викликає можливість отримання за допомогою лазерів високотемпературної плазми і керованого термоядерного синтезу.
У голографії, інтегральній оптиці і волоконному оптичному зв'язку — розділах оптики, зобов'язаних своїм існуванням квантовій електроніці, застосування лазерів дає принципово нові можливості передачі, обробки і зберігання інформації.
Згадаємо ті, що також бурхливо розвиваються останнім часом лазерну біофізику і лазерну біохімію, а також медичні застосування лазерів.
Для багатьох з лазерних застосувань корисний ефект визначається перш за все концентрацією енергії в місці взаємодії в заданий відрізок часу. Число можливих застосувань такої силової дії дуже велике. Головною властивістю лазерного випромінювання, безпосередньо використовуваною при цьому, є його висока просторова когерентність і, отже, спрямованість.
Абсолютно нову можливість — можливість сильної резонансної дії на речовину, зазвичай відсутню при електронно-променевому, плазмовому, вибуховому і т.п. методах інтенсивної дії, - дає монохроматичність лазерного випромінювання. Саме при резонансних взаємодіях безпосередньо використовується вся сукупність властивостей лазерного випромінювання.
Так, перш за все, монохроматичність і перелаштування лазерного випромінювання відкрили нові можливості в спектроскопії, різко збільшивши чутливість, що вирішує здатність, швидкодія і дистанційність спектрометрів, що використовують лазери. Тут широке застосування знайшли лазери на фарбниках, на F-центрах, напівпровідникові лазери.
Далі лазерне випромінювання не тільки монохроматично, але і інтенсивно. Висока інтенсивність джерел лазерного випромінювання приводить до нелінійної лазерної спектроскопії. Прімеро'м є когерентне антистоксово розсіяння світла (КАРС).
При дії на комбінаційно-активне середовище двома монохроматичними випромінюваннями з частотами (б-гармонійне накачування), що розрізняються, відбувається ефективне розгойдування молекулярних коливань, якщо різниця частот випромінювань накачування співпадає з частотою цих коливань. У просторі взаємодії додатково до світлових хвиль встановлюється хвиля когерентно збуджених молекулярних коливань, що біжить. Оскільки наявність збуджених молекул міняє показник заломлення середовища, що містить молекули, то хвилі збудження молекул, що біжить, відповідає хвиля змін показника заломлення середовища, що біжить. Це фазовим дифракційним гратам, що еквівалентно біжать. Як відомо, дифракційні грати володіють резонансними властивостями; вона когерентно розсіює падаючий па її світло, причому світло певної довжини хвилі відхиляється в певних напрямах. Тому умови синхронізму для випромінювань накачування і розсіяного світла виконуються на великій довжині взаємодії, якщо частота розсіяного світла зрушена па частоту молекулярних коливань. Отже, для такого світла відбувається накопичення ефекту, і дифракційні грати, що біжать, або, що те ж саме, хвиля модуляції з частотою коливань молекул, що біжить, ефективно перетворить початкове лазерне випромінювання би гармонічному накачування у випромінювання, зрушене по частоті в стоксову і антистоксову стороні. Найбільший інтерес представляє більш короткохвильове антистоксово випромінювання, що дозволяє вивчати збуджені стани молекул, процеси, що йдуть при високих температурах, досліджувати середовища, що світяться, плазму і т.п.
Фіксуючи частоту одного з випромінювань бигармонической па-хитавиці і перебудовувавши частоту іншого так, щоб різниця цих частот плавно і контрольовано змінювалася в' досліджуваній спектральній області, ми дістаємо можливість вивчати цю область по спектральній залежності величини ефекту когерентного антистоксова розсіяння світла. Спектральний дозвіл такого КАРС-СПЕКТРОМЕТРА визначається шириною липни генерації використовуваних лазерів і в даний час складає приблизно 30 Мгц (10 3 см-1). Сильна нелінійна залежність сигналу КАРС від інтенсивності накачування призводить до того, що при гострому фокусуванні накачування розсіяне випромінювання генерується областю малих розмірів. Це приводить до високого просторового дозволу КАРС-СПЕКТРОСКОПІЇ, що досягає декількох мікрометрів.
При резонансній взаємодії інтенсивного лазерного випромінювання з речовиною істотним є ефект насичення. Наприклад, при насиченні однорідною складовою неоднорідно розширеною доплеровскою лінією в ній випалюється вузький пропав. Цей ефект приводить до нелінійної внутридоплерівської, що вирішує здатність якої для газів низького тиску може досягати 104 - 106 Гц.
Але спектроскопії високого дозволу, зокрема нелінійна лазерна спектроскопії, не вичерпує всього круга інтенсивних резонансних взаємодій. Висока спектральна яскравість лазерного монохроматичного випромінювання може приводити до селективного протікання процесів взаємодії резонансного випромінювання з речовиною.
При спектроскопічному дослідженні передбачається, що світло не проводить скільки-небудь помітної необоротної дії на середовище. При лазерній спектроскопії лазерне випромінювання не руйнує і помітно не обурює досліджуваного середовища. Але лазери через можливість високої концентрації енергії дозволяють, активно впливаючи на речовину, макроскопічно істотно змінювати стан об'єкту дії. Набір можливих змін багатообразний. Це можуть бути зміни координат і швидкостей частинок опромінюваної речовини, зміни їх будови, фазові переходи, виділення тих або інших компонент і т.п. Тоді, коли ці п подібні до них зміни здійснюються монохроматичним лазерним випромінюванням, а результат дії спектрально залежний, ми маємо справу з резонансною взаємодією лазерного випромінювання з речовиною. Ця взаємодія інтенсивна, якщо викликане резонансним поглинанням випромінювання перерозподіл населеності помітно і виявляється в макроскопічній зміні властивостей або поведінки даної системи.
Тут треба сказати, що резонансне збудження помітної частки частинок, складових опромінювана речовина, істотно виводить всю цю систему з рівноваги. Процеси релаксацій прагнуть повернути систему в рівноважний стан. Ці процеси, приводячи кінець кінцем до нагріву речовини, перешкоджають селективній дії випромінювання. Тому головну проблему досліджень і застосувань інтенсивних резонансних взаємодій складають визначення умов збереження селективності резонансної дії і пошук методів виконання цих умов.
Загальна ідея здійснення селективних фотопроцесів полягає в розділенні всього процесу в цілому принаймні на два етапи. Перший етап — це резонансне збудження помітної кількості мікрочастинок, яка відносна легко може бути селективним. Другий етап повинен приводити до необоротної зміни фізичних властивостей заздалегідь селективно збуджених частинок, до фіксації збудження. Втрата селективності відбувається головним чином на цьому етапі, тому саме він піддається найбільш ретельному вивченню. У таких селективних процесах, як лазерне розділення ізотопів, лазерна очищення газів, лазерна фотохімія, основне застосування знайшли два(багато) ступінчаста іонізація і дисоціація, другий етап яких зводиться до фізичного відділення або хімічної фіксації фрагментів атомів, що виділяються, або молекул, отримуються при інтенсивному лазерному опромінюванні. Можливо також селективне лазерне управління процесами, що протікають на межі розділу між речовинами, що знаходяться в істотно різних фазових станах.
Висока інтенсивність лазерного випромінювання призводить до того, що взаємодія випромінювання з речовиною не завжди може розглядатися в рамках першого наближення теорії обурень. Тоді, якщо енергія взаємодії поля випромінювання з атомом або молекулою порівнянна з їх характерною внутрішньою енергією або якщо перехід із стану в стан відповідає поглинанню декількох квантів, стають істотними так звані багатофотонні процеси, при яких відбувається синхронне поглинання (випускання) декількох фотонів. Сумарна енергія цих фотонів рівна енергії переходу. Багатофотонні процеси сильно розширюють можливості ефективної резонансної дії на речовину.
Подальший розвиток квантової електроніки, створення нових лазерів, розширення діапазонів довжин хвиль лазерної генерації і областей плавної перебудови частоти лазерного випромінювання в інфрачервоній, видимій і ультрафіолетовій областях спектру істотно розширить область лазерних застосувань і збільшить їх ефективність.
* * *
На закінчення приведемо для зручності наближені формули і зроблені по ним оцінки (див. таблицю) частот випромінювання і енергій
квантів ряду лазерів в одиницях, характерних для різних областей 
застосування.
Передмова
ЧАСТИНА ПЕРША
ОСНОВИ ФІЗИКИ ЛАЗЕРІВ
Лекція перша. Коефіцієнти Ейнштейна.........
Визначення квантової електроніки. Індуковані і спонтанні переходи, коефіцієнти Ейнштейна. Когерентність індукованого випромінювання.
Лекція друга. Ширина лінії
Дата добавления: 2015-11-04; просмотров: 19 | Нарушение авторских прав
| <== предыдущая лекция | | | следующая лекция ==> |