Большая Советская Энциклопедия (КВ). Страница 41

  Новые возможности открыло применение лазеров в оптических линиях связи. Развитие оптических линий связи с их задачами модуляции колебаний ,детектирования , гетеродинирования, преобразования частоты световых колебаний потребовало переноса в оптику методов радиофизики и теории колебаний.

  Возникла нелинейная оптика , изучающая нелинейные оптические эффекты, характер которых зависит от интенсивности света (самофокусировка света , генерация оптических гармоник, вынужденное рассеяние света , параметрическая генерация света, самопросветление или самозатемнения света). Методами нелинейной оптики создан новый класс перестраиваемых по частоте источников когерентного излучения в ультрафиолетовом диапазоне. Нелинейные явления в оптике существуют только в узком диапазоне интенсивностей лазерного излучения. При малых интенсивностях нелинейные оптические эффекты отсутствуют, затем по мере роста интенсивности они возникают, возрастают, но уже при потоках интенсивности 10¹⁴ вт/см² все известные вещества разрушаются лазерным лучом и превращаются в плазму . Получение и исследование лазерной плазмы является одним из наиболее интересных применений лазеров. Осуществлен термоядерный синтез, инициируемый лазерным излучением .

  Благодаря высокой концентрации электромагнитной энергии в пространстве и по спектру лазеры находят широкое применение в микробиологии, фотохимии, химическом синтезе, диссоциации, катализе. К. э. привела к развитию голографии — метода получения объёмных изображений предметов восстановлением структуры световой волны, отражённой предметом.

  Работы по К. э. были отмечены Нобелевской премией 1964 по физике (Н. Г. Басов, А. М. Прохоров, СССР, и Ч. Таунс, США).

  Лит.: Квантовая электроника. Маленькая энциклопедия, М., 1969; Фабрикант В., Классика, кванты и квантовая электроника, «Наука и жизнь», 1965, № 10; Прохоров А. М., Квантовая электроника, «Успехи физических наук», 1965, т. 85, в. 4; Басов Н. Г., Полупроводниковые квантовые генераторы, там же, 1965, т. 85, в. 4; Шавлов А., Современные оптические квантовые генераторы, там же, 1963, т. 81, в. 4; Таунс Ч., Получение когерентного излучения с помощью атомов и молекул, там же, 1966, т. 88, в. 3.

  Н. В. Карлов.

Рис. 3. Метод трех уровней: а — населённости уровней при отсутствии накачки; б — мощное вспомогательное излучение накачки уравнивает населенности уровней Е₁ и Е₃, создавая тем самым инверсию населенностей уровня Е₂ по отношению к уровню Е₁.

Рис. 1. a — спонтанное излучение фотона; б — вынужденное излучение; в — резонансное поглощение; Е₁ и Е₂ — уровни энергии атома.

Рис. 2. Распределение частиц по уровням энергии Е, Е₁, Е₂, Е₃, Е₄, Е₅ в соответствии со статистикой Больцмана; N — число частиц на уровне.

Квантовые переходы

Ква'нтовые перехо'ды, скачкообразные переходы квантовой системы (атома, молекулы, атомного ядра, твёрдого тела) из одного состояния в другое. Наиболее важными являются К. п. между стационарными состояниями , соответствующими различной энергии квантовой системы, — К. п. системы с одного уровня энергии на другой. При переходе с более высокого уровня энергии E_k на более низкий E_i система отдаёт энергию E_k — E_i, при обратном переходе — получает её (рис.). К. п. могут быть излучательными и безызлучательными. При излучательных К. п. система испускает (переход E_k ® E_i) или поглощает (переход E_i ® E_k) квант электромагнитного излучения — фотон — энергии hn (n — частота излучения, h — Планка постоянная ), удовлетворяющей фундаментальному соотношению

E_k - E_i = hn,     (1)

(которое представляет собой закон сохранения энергии при таком переходе). В зависимости от разности энергий состояний системы, между которыми происходит К. п., испускаются или поглощаются фотоны радиоизлучения, инфракрасного, видимого, ультрафиолетового, рентгеновского излучения, g-излучения. Совокупность излучательных К. п. с нижних уровней энергии на верхние образует спектр поглощения данной квантовой системы, совокупность обратных переходов — её спектр испускания (см. Спектры оптические ).

  При безызлучательных К. п. система получает или отдаёт энергию при взаимодействии с др. системами. Например, атомы или молекулы газа при столкновениях друг с другом или с электронами могут получать энергию (возбуждаться) или терять её.

  Важнейшей характеристикой любого К. п. является вероятность перехода, определяющая, как часто происходит данный К. п. Вероятность перехода измеряют числом переходов данного типа в рассматриваемой квантовой системе за единицу времени (1 сек); поэтому она может принимать любые значения от 0 до ¥ (в отличие от вероятности единичного события, которая не может превышать 1). Вероятности переходов рассчитываются методами квантовой механики.

  Ниже будут рассмотрены К. п. в атомах и молекулах (о К. п. в твёрдом теле ,ядре атомном см. в этих статьях).

  Излучательные квантовые переходы могут быть спонтанными («самопроизвольными»), не зависящими от внешних воздействий на квантовую систему (спонтанное испускание фотона), и вынужденными, индуцированными — под действием внешнего электромагнитного излучения резонансной [удовлетворяющей соотношению (1)] частоты n (поглощение и вынужденное испускание фотона). Поскольку спонтанное испускание возможно, квантовая система находится на возбуждённом уровне энергии E_k некоторое конечное время, а затем скачкообразно переходит на какой-нибудь более низкий уровень. Средняя продолжительность t_k пребывания системы на возбуждённом уровне E_k называется временем жизни на уровне. Чем меньше t_k, тем больше вероятность перехода системы в состояние с низшей энергией. Величина A_k = 1/t_k, определяющая среднее число фотонов, испускаемых одной частицей (атомом, молекулой) в 1 сек (t_k выражается в сек), называется вероятностью спонтанного испускания с уровня E_k. Для простейшего случая спонтанного перехода с первого возбуждённого уровня E₂ на основной уровень E₁ величина A₂ = 1/t₂ определяет вероятность этого перехода; её можно обозначить A₂₁. С более высоких возбуждённых уровней возможны К. п. на различные нижние уровни (рис.). Полное число A_k фотонов, испускаемых в среднем одной частицей с энергией E_k за 1 сек, равно сумме чисел A_ki фотонов, испускаемых при отдельных переходах:

т. е. полная вероятность A_k спонтанного испускания с уровня E_k равна сумме вероятностей A_ki отдельных спонтанных переходов E_k ® E_i, величина A_ki называется коэффициентом Эйнштейна для спонтанного испускания при таком переходе. Для атома водорода A_ki ~ (10⁷— 10⁸) сек^–1.