Главная > Физика > Лекции по квантовой электронике
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

Заключение. ТЕНДЕНЦИИ РАЗВИТИЯ

Новые длйны волн лазерного излучения. ИК диапазон. Видимая область. Методы нелинейной оптики, генерация гармоник, разностных частот. ВКР-лазеры. Дальняя УФ область, рентгеновская область. Гамма-лазеры. Области применения лазеров.

Одна из основных задач квантовой электроники заключается в расширении диапазона длин волн излучения лазеров, прежде всего для еще не освоенных лазерными методами областей спектра. В заключение наших лекций остановимся кратко на имеющихся в настоящее время перспективах решения этой задачи.

Наиболее общим методом освоения квантовой электроникой всего оптического диапазона — от далекого ИК до далекого УФ излучения — является разработка соответствующих лазеров на свободных электронах (см. лекцию двадцать шестую). Но эти лазеры еще не вышли из стадии предварительных, главным образом теоретических, исследований. Они сложны технически и резко отличаются от сложившегося в квантовой электронике представления о лазерах. Поэтому большое зпачение имеют разработки новых лазеров, основанные на традиционных методах квантовой электроники.

В ИК, в том числе в далекой ИК (субмиллиметровой), области спектра перспективным оказался метод оптической накачки молекулярных газов. Из-за узости линий поглощения, в отличие

от твердых тел, накачка в газах должна быть резонансной, т. е. лазерной. Ввиду богатства колебательно-вращательных спектров молекул получение ннверсин возможно во многих схемах оптической накачки их колебательных уровней. В принципе, инверсия достижима на переходах между возбужденными уровнями, принадлежащими разным колебательным модам молекулы (т. е. на составных колебаниях при накачке одного из них); между возбужденными уровнями одной и той же колебательной моды при накачке па обертоне этой моды; между вращательными уровнями основного и (или) возбужденного колебательного состояния при накачке на основном колебательно-вращательном переходе. В последнем случае генерация наблюдается, как правило, в субмиллиметровом диапазоне.

Наиболее перспективными оказались методы получения инверсии между возбужденными колебательными уровнями при накачке составного колебания (-лазер, ) и между возбужденными колебательными уровнями той же полосы, в которой происходит накачка, с дефектом вращательных квантов (-лазер, ).

Субмиллиметровые вращательно-вращательные лазеры, а также и им подобные колебательно-колебательные лазеры работают при накачке излучением -лазеров (см. лекции пятнадцатую и шестнадцатую). Интерес к накачке молекулярных газов излучением -лазеров обусловлен возможностью значительно расширить освоенный квантовой электроникой диапазон длин волн в область 10—50 мкм и получить в этой области источники излучения перестраиваемой частоты. При этом существенной является возможность эффективного переноса в более длинноволновую часть спектра уникального набора свойств -лазеров.

В видимой и близких к ней областях спектра перспективными методами получения новых линий генерации является создание новых, более сложных эксимерных молекул, таких как экспплексы (возбужденные комплексы) а также экспмеров — окислов благородных газов. Перспективна фотодиссоциация паров сложных молекул, приводящая к появлению возбужденных димеров (например, диссоциация дигалогенидов кадмия, цинка и ртути, дающая димеры или диссоциация сложных галогенсодержащпх соединений, дающая возбужденные интергалогены типа . Интересно использование рекомбинацнонного свечения молекул и т. п. По-видимому, газовые лазеры упомянутых сейчас типов весьма перспективны для достаточно плотного освоения линиями излучения всей видимой области спектра. Уже сейчас известны длины волн излучения новых эксимерных и фотодиссоциационных лазеров на 310, 440, 475, 490, 503, 520, 555, 656 нм и т. д.

В видимой и ИК областях спектра еще далеко не исчерпаны возможности твердотельных лазеров, как на кристаллах с примесью ионов переходных элементов, так и на кристаллах с центрами окрашивания. Так, недавно была продемонстрирована генерация на электронно-колебательных переходах полосы иона в гадолиний-скандий-галлиевом гранате. Дальнейший поиск перспективных матриц и примесных ионов, а также управление процессами миграции энергии и сенсибилизации должны привести к существенному расширению области спектра, освоенной лазерами подобного типа.

Аналогично, следует ожидать появления все повых и новых лазеров на центрах окрашивания, позволяющих продвигаться в те диапазоны, где отсутствуют перестраиваемые лазеры сколько-нибудь высокой мощности. Примером могут служить лазеры для области 2—3 мкм на F-центрах в кристаллах или с литием.

Особое место в квантовой электропике занимают методы нелинейной оптики, широко развиваемые, в частности, для преобразования частоты лазерных излучений. Эти методы носят достаточно общий характер и должны быть предметом специального курса лекций. Однако, говоря о возможностях расширения спектра частот лазерного излучения, нельзя не остановиться на методах нелинейной оптики. В лекции третьей мы, следуя С. И. Вавилову, ввели понятие нелинейной оптики, обсуждая уменьшение поглощения света средой при увеличении интенсивности облучения (эффект насыщения). Распространение волны в среде описывается линейными уравнениями только тогда, когда оптические константы среды не зависят от поля волны. Соответствующая этой ситуации оптика является линейной. Когда же оптические константы среды начинают зависеть от интенсивности распространяющейся в ней световой волны, уравнения становятся нелинейными, и мы приходим к нелинейной оптике.

Основанные на нелинейных процессах методы преобразования частот монохроматического электромагнитного излучения, такие как детектирование, генерация гармоник, разностных и суммарных частот, хорошо развиты в классической электронике. Высокая интенсивность, направленность и монохроматичность лазерных излучений дали возможность широкого использования этих радиотехнических методов в оптическом диапазоне. Большой вклад в развитие методов нелинейной оптики и, прежде всего, для преобразования частоты лазерного излучения внес Р. В. Хохлов.

Говоря по необходимости кратко, мы ограничимся только упоминанием двух фундаментальных положений, лежащих в основе нелинейно-оптических методов преобразования частот лазерного излучения.

Во-первых, под действием сильного поля восприимчивость среды становится нелинейной. Это означает, что в разложении

поляризации среды по полю становятся существенными коэффициенты пропорциональности при высших степенях напряженности электрического поля световой волны:

где называются нелинейными восприимчивостямн порядка. Отсюда вытекает, что при воздействии интенсивного монохроматического поля поляризация, т. е. дипольный момент единичного объема среды, осциллирует не только на основной частоте, но и на ее гармониках. Под воздействием излучения, содержащего более чем одну частоту, возникают также осцилляции и на суммарных и разностных частотах. В результате поле излучения, распространяющегося в нелинейной среде, содержит гармонические составляющие и составляющие на суммарных и разностных частотах.

Во-вторых, необходимым условием эффективного преобразования частоты является наличие фазового синхронизма волн исходной и желаемой частот, обеспечивающего накопление эффекта преобразования на всей длине нелинейного материала. Это связано с тем, что в оптике, в отличие от радиодиапазона, размеры области нелинейного взаимодействия, как правило, существенно превышают длину волны, и взаимодействие происходит в режиме бегущих волн.

Очевидна та роль, которую играет наличие нелинейного материала, соответствующего задаче преобразования лазерного излучения заданной частоты в требуемый диапазон. Для генерации гармоник в видимой области с наибольшим успехом применяются такие кристаллы, как (дигидрофосфат аммония), (дигидрофосфат калия), иодат и ниобат лития, инобат натрия-бария и т. п. Для генерации разностных частот, позволяющей плавно перекрывать ИК область спектра вплоть до 20 мкм, нашли применение такие кристаллы, как селенид галлия, тиогаллат серебра, германофосфид цинка, арсеногерманат кадмия и т. п.

Следует подчеркнуть, что при генерации гармоник для видимой и ближней УФ областей спектра достигнуты высокие эффективности преобразования. Интенсивность получаемых таким образом излучений по порядку величины совпадает с интенсивностью исходного излучения рубиновых, неодимовых лазеров, лазеров на красителях. Однако в ИК области излучение на разностных частотах остается все еще малоинтенсивным, достигая долей миллиджоуля в импульсном режиме и долей милливатта при высокой частоте следования импульсов. Здесь еще многое надо сделать.

Использование твердых тел как нелинейных материалов ограничено областью их спектральной прозрачности. Для продвижения в более далекие области УФ излучения большой интерес представляют атомы и молекулы, находящиеся в газовой фазе. Уменьшение плотности среды в газах может быть скомпенсировано увеличением нелинейных восприимчивостей, обусловленным

близостью частот взаимодействующих полей к резонансу. Так как резонансные линии в газах узки, а вне резонансов газы прозрачны, то газовые среды пригодны для реализации нелинейных взаимодействий от ИК до далекого УФ и мягкого рентгеновского излучений.

Большим достоинством газов является возможность управления фазовым синхронизмом путем смешения различных газов, обладающих различной зависимостью показателя преломления от длины волны. При интенсивностях основного излучения в парах щелочных металлов и в благородных газах осуществляется генерация 5-й, 7-й, 9-й гармопик, дающая излучение в области 100—40 нм. Эффективность преобразования, как правило, очень низка. К настоящему времени для области 100 нм в лучших случаях эффективность достигает значения . Генерируемая мощность достигает сотен ватт в импульсах пикосекундной длительности. Это является большим достижением, но на основании таких результатов говорить об освоении дальнего УФ диапазона источниками лазерного излучения еще рано.

К числу нелинейных эффектов, которые с успехом могут быть использованы для преобразования частот лазерного излучения, относится комбинационное рассеяние света. Наиболее часто применяется рассеяние на колебаниях молекул. Энергия, взаимодействия молекул со световой волной определяется квадратом напряженности поля волны. При больших интенсивностях падающего излучения суммарное воздействие электрических полей падающего и рассеянного света приводит к тому, что сила, действующая на молекулы, содержит заметную составляющую на разностной частоте этих нолей. Но по смыслу эффекта комбинационного рассеяния эта частота равна частоте собственных колебаний молекулы. Происходит резонансная раскачка молекулярных колебаний, что приводит к росту интенсивности рассеяния.

В свою очередь, рост интенсивности рассеянного света вызывает усиление колебаний молекул рассеивающей среды и т. д. Образуется обратная связь. В результате наблюдается эффект вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР). Поместив рассеивающую таким образом среду в резонатор, мы получаем так называемый ВКР-лазер. Сдвиг частоты излучения ВКР-лазера по отношению к частоте лазера накачки кратен частоте собственных колебаний молекул рассеивающей среды, активных в комбинационном рассеянии. ВКР-лазеры могут быть реализованы с привлечением не только колебаний, но и вращений молекул. К. п. д. преобразования излучения накачки в желаемое излучение может быть весьма велик и, в принципе, ограничен только стоксовыми потерями.

Вынужденное комбинационное рассеяние является перспективным способом преобразования частоты лазерного излучения в заданную область спектра и широко применяется с использованием

таких лазеров, как эксимериые, химические, неодимовые, -лазеры. Очевидна также часто используемая возможность последовательного изменения частоты при каскадном использовании эффекта комбинационного рассеяния света.

Методы нелинейной оптики весьма продуктивны, но их использование ограничено существующими лазерами, а в областях далекого УФ и рентгеновского излучений мало эффективно. Для реального освоения новых, все более и более коротковолновых диапазонов необходимо развитие непосредственных методов создания инверсии населенностей.

В предыдущем изложении речь шла о методах расширения диапазона длин волн лазерного излучения, в значительной мере уже реализованных и начинающих входить в повседневную практику квантовой электроники. Сейчас мы остановимся на перспективных вопросах, разработанных в существенно меньшей степени.

Рассмотрим сначала далекий УФ диапазон. К далекому УФ диапазону прпнято относить излучение в области длин воли 1 — 50 нм. В коротковолновой своей части далекий УФ диапазон смыкается с диапазоном мягкого рентгеновского излучения.

Как уже отмечалось в лекции восемнадцатой, трудности освоения УФ диапазона носят принципиальный характер. Как следует из формулы (18.6), коэффициент усиления по мере продвижения во все более и более коротковолновый диапазон падает как . Столь спльпое падение усиления с ростом частоты требует резкого увеличения интенсивности накачки, что доляшо приводить к чрезвычайно большим энергозатратам на создание инверсии.

Рассмотрим последовательно, основываясь на материале обзорной статьи Ф. В. Бункина, В. II. Держиева и С. И. Яковленко перспективах усиления света далекого УФ диапазона» (Квантовая электроника, 1981, т. 8, вып. 8, сс. 1621—1649), существенные стороны обсуждаемой проблемы. Отметим сначала, что при анализе возможностей создания лазеров в далеком УФ диапазоне целесообразно ограничиться вопросами достижения инверсии населенностей, приводящей к сильной сверхсветимости. Обсуяэдение проблем, связанных с созданием обратной связи в этом чрезвычайно коротковолновом диапазоне, преждевременно. На резонаторы в их классической двухзеркальной форме для далекого УФ диапазона рассчитывать трудно, хотя схемы с распределенной обратной связью, по-видимому, возможны. Главной является, конечно, проблема создания инверсии.

Рассмотрим теперь вопрос о выборе активной среды; вспомним, что длине волны 1 нм соответствует энергия кванта излучения 1240 эВ. Вместе с тем наибольшее изменение энергии внешнего (оптического) электрона нейтрального атома на переходах между дискретными уровнями не может превышать значения энергии, необходимой для отрыва этого электрона от атома. Из всех элементов периодической таблицы наивысшим значением

соответствующего потенциала ионизации обладает атом гелия (24,6 эВ). Переходы с энергиями в сотни электронвольт могут осуществляться только между уровнями энергии внутренних электронов многоэлектронных атомов. Но спектроскопия многоэлектронных конфигураций плохо разработана, кинетика релаксационных процессов сложна, наличие многих каналов радиационного распада возбужденных состояний серьезно ослабляет надежность теоретического анализа и затрудняет экспериментальное изучение процессов возбуждения и релаксации таких систем. Поэтому основной интерес представляет анализ возможностей усиления на переходах во внешних оболочках многозарядных ионов. В случае, например, водородоподобиых ионов железа, меди, цинка и т. п. единственный оставшийся электрон так сильно прижат к ядру, что переходы между его уровпями энергии соответствуют коротковолновой части далекого УФ диапазона. Аналогична ситуация с гелие- и неононодобпыми ионами атомов, более тяжелых, чем гелий и неон соответственно. Современные технические средства, такие как лазерный пробой, электронные пучки, позволяют создавать плазму, содержащую требуемые многозарядные ионы.

Возможны многие методы создания инверсии на переходах во внешней оболочке многозарядного иона. Наиболее перспективной представляется схема рекомбинационной накачки верхнего рабочего состояния при радиационном опустошении нижнего рабочего состояния. Практически при любом виде столкновительной рекомбинации электрон сначала попадает в высоковозбужденное состояние, а затем, совершив серию каскадных переходов, оказывается в основном состоянии. Если одно из возбужденных состояний в этом каскаде распадается быстрее, чем вышележащее, то в рекомбинируюгцей плазме возникает ппворсня, существующая до тех пор, пока столкновительный рекомбииацнопный поток преобладает над ионизацией и возбуждением. Такая рекомбинационно-неравновесная плазма должна "быть переохлажденной, т. е. ее электронная температура должна быть относительно низка. Для сохранения перавновесности необходимо охлаждать плазму достаточно быстро, время охлаждения должно быть меньше времени рекомбинации.

Отметим, что здесь просматривается аналогия с газодинамическим методом создания инверсии (см. лекцию шестнадцатую). В случае охлаждения при разлете плазменного цилиндра оценку времени охлаждения можно сделать, считая его по порядку величины равным отношению начального радиуса цилиндра к скорости движения границы. При радиусе цилиндра см, скорости разлета время охлаждения оказывается равным 1—10 нс. Время рекомбинации определяется выбранной схемой уровней и типом иона, механизмом опустошения нижнего рабочего состояния, параметрами плазмы, длиной волны искомой генерации. В наиболее перспективном случае радиационного опустошения

нижнего уровня водородоподобного иона при создании инверсии на переходе где n — главное квантовое число, требование рекомбинационной неравновесности ограничивает снизу длину волны генерации значением нм.

Более существенно, однако, что возможность продвижения в область ограничена не временем охлаждения, а необходимым энерговкладом. В рассматриваемой схеме оказывается, что пороговое значение энерговклада с уменьшением длины волны нарастает столь сильно, что при переходе от нм к нм значение требуемого энерговклада увеличивается от до .

Не останавливаясь на трудностях формирования плазменного сгустка с нужными для генерации далекого УФ излучения параметрами, отметим, что генерация в рекомбинационно-неравновесной плазме инертного газа с парами металлов получена в видимом и непосредственно примыкающих к нему областях ИК и УФ диапазона на многих линиях (около 40) переходов однократных ионов Be, Mg, Al, Са, Sr, Sn, Ba, Pb и т. д. Показана эффективность радиационного опустошения нижних рабочих уровней. Начали появляться сообщения о наблюдении инверсии населенностей в рекомбинируютцей плазме лазерного пробоя на переходах многозарядных тяжелых ионов в далеком УФ диапазоне.

По-видимому, создание эффективных источников индуцированного излучения далекого УФ диапазона представляется вполне реальным.

Выше мы рассмотрели только один из возможных подходов к решению этой важной задачи квантовой электроники. Рекомбинационную неустойчивость плазмы можно создавать и стационарно поддерживать внешним источником интенсивного ионизующего излучения. Если источник достаточно интенсивен , то нет необходимости разделять во времени процессы ввода энергии в плазму и охлаждения электронов. Тогда ограничение снизу на длину волны генерируемого излучения, обусловленное малостью времени охлаждения, может быть снято, и становится возможной генерация рентгеновского излучения в диапазоне длин волн на переходах между водородоподобными состояниями многократных ионов тяжелых атомов.

Подчеркнем еще раз, что создание лазерных источников далекого УФ и рентгеновского излучений является одной из важнейших задач квантовой электроники. Эта задача еще далеко не решена, хотя теоретические предпосылки и первые экспериментальные свидетельства возможности ее решения существуют.

Гораздо более сложным является вопрос о возможности создания гамма-лазеров, генерирующих монохроматическое электромагнитное излучение с энергиями фотонов в диапазоне десятков — сотен килоэлектронвольт (длины волн в диапазоне от десятых до тысячных долей нанометра). При анализе перспектив разработки гамма-лазеров возникают проблемы, относящиеся ко

многим научным дисциплинам. Кроме квантовой электроники, это — оптическая и ядерная спектроскопия, химия, кристаллография, физика твердого тела, нейтронная физика.

Основываясь на материале обзорной статьи Дж. Болдуина, Дж. Соулема и В. И. Гольданского «Подходы к разработке гамма-лазеров» (Review of Modern Physics, 1981, v. 53, Part I, pp. 687-744), рассмотрим некоторые из существенных сторон обсуяедаемого вопроса.

Отметим прежде всего, что энергия квантов гамма-излучения соответствует, как это хорошо известно, внутриядерным переходам. Поэтому большое внимание привлекает возможность использования переходов между стационарными состояниями ядерных изомеров. Многие ядра, как стабильные, так и радиоактивные, обладают изомерными состояниями с большими временами жизни. Так, в области энергий переходов существуют ядра, изомерные состояния которых обладают временами жизни от нескольких наносекунд до часов. Это обусловлено тем, что соответствующие радиационные переходы сильно запрещены по сравнению с рентгеновскими переходами тех же энергий между связанными электронными состояниями атома.

Импульс отдачи при испускании гамма-кванта передается испустившему этот квант ядру. Законы сохранения энергии и импульса приводят к тому, что для свободных или слабо связанных ядер тепловое движение вызывает сильный сдвиг и уширение линий излучения. Когда же излучающее ядро связано в твердом теле, импульс отдачи передается всей решетке кристалла. В результате линии излучения много уже, чем в случае несвязанных ядер. Такое излучение «без отдачи», обладающее практически несмещенной интенсивной линией почти естественной ширины, называют эффектом Мёссбауэра. К числу ядер, для которых наблюдалось мёссбауеровское излучение, относятся изотопы и т. д.

Для усиления необходима инверсия населенностей. В ядерных реакциях и при радиоактивном распаде возможна такая ситуация, при которой соотношение скоростей образования и спонтанного распада тех или иных дочерних ядер благоприятно образованию инверсии на мёссбауеровских переходах в ядрах, подобно тому как это наблюдается в рекомбинирующей неравновесной плазме на электронных переходах многозарядных ионов. Возбуждение ядер может осуществляться интенсивным нейтронным облучением кристалла, содержащего такие присадки, которые могут превратиться в требуемые мёссбауеровские ядра, а также радиохимическим, механическим или лазерным методом выделения нужных продуктов ядерной реакции, их последующей концентрации и кристаллизации до того, как они потеряли инверсию. Возможна также комбинация нейтронного и гамма-облучения кристалла и т. д.

Кристалл, содержащий мёссбауеровские ядра, требует возможно более глубокого охлаждения с целью сужения линии излучения. Форма кристалла обычно предполагается иглообразной, объем его оценивается в зависимости от длины волны величиной плотность возбужденных состояний — величиной . При этом плотность энергии, запасенной этими состояниями, достигает исключительно высоких значений, исчисляемых сотнями и тысячами джоулей на кубический сантиметр. Полный энерговклад при накачке должен быть, очевидно, существенно выше. Отсюда вытекает однократность и взрывной характер предполагаемого режима работы и видны трудности его реализации.

Существует много предлояений различных схем создания гамма-лазеров, много теоретических исследовании предполагаемых режимов работы, вскрыто много противоречий, указаны многие технические и технологические трудности, рассмотрены способы их преодоления. Однако все еще отсутствуют сообщения о результатах экспериментальных исследований, которые можно было бы рассматривать как продвижение на пути к созданию гамма-лазеров.

Так как возможные области применения монохроматических излучений на длинах воли, сравнимых или даже меньших атомных размеров, представляются практически неограниченными как в фундаментальных исследованиях, так и в приложениях, то поиски реализуемых путей создания гамма-лазеров активно продолжаются.

В заключение целесообразно подчеркнуть, что, хотя исследования, разработка и промышленный выпуск лазеров составляют предметную основу квантовой электроники, ее содержание далеко не исчерпывается только основами физики лазеров или только лазерами. Квантовая электроника, создав в ИК, видимой и УФ областях спектра возможности предельной плотности энергии излучения в пространство, во времени и в частотном интервале, привела к появлению и бурному развитию совершенно новых направлений науки и техники, каждое из которых должно быть предметом отдельного лекционного курса.

Упомянем некоторые из них.

В нелинейной оптике, о которой уже говорилось выше, разрабатываются методы генерации гармоник и разностных частот, создаются параметрические усилители и генераторы света, исследуются вынужденные рассеяния света, осуществляется обращение волнового фронта, изучаются возможности конструирования нелинейных адаптивных оптических систем. Большое место в работах по нелинейной оптике занимает изучение самовоздействий интенсивного света, при которых под действием света изменяются оптические характеристики среды, влияющие на условия распространения света в ней, в частности может происходить самофокусировка света.

В нелинейной спектроскопии исследуются когерентные процессы типа фотонного эха и световых нутаций, их спектроскопические применения, ведутся работы по спектроскопии насыщения, по внутридоплеровской спектроскопии, по стабилизации частоты излучения лазеров, развиваются спектроскопические применения когерентного антистоксова рассеяния света, изучаются процессы многофотонного поглощения света, многофотонной ионизации атомов и диссоциации молекул.

К нелинейной лазерной спектроскопии близко примыкает изучение процессов резонансных взаимодействий интенсивного лазерного излучения с веществом, приводящих к лазерному разделению изотопов, лазерному управлению химическими, в том числе биохимическими, реакциями, к возможности лазерного детектирования одиночных атомов и молекул.

К числу нерезонансных процессов взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом относятся оптический пробой газов, лазерный разогрев плазмы пробоя, испарение металлов лазерным излучением, лазерная резка, сварка, закалка металлов, лазерная генерация звука, лазерная термохимия, разрушение прозрачных диэлектриков лазерным излучением и т. и. Большой интерес вызывает возмояшость получения с помощью лазеров высокотемпературной плазмы и управляемого термоядерного синтеза.

В голографии, интегральной оптике и волоконной оптической связи — разделах оптики, обязанных своим существованием квантовой электронике, применение лазеров дает принципиально новые возможности передачи, обработки и хранбпия информации.

Упомянем также бурно развивающиеся в последнее время лазерную биофизику и лазерную биохимию, а также медицинские применения лазеров.

Для многих из лазерных применений полезный эффект определяется прежде всего концентрацией энергии в месте взаимодействия в заданный отрезок времени. Число возможных применений такого силового воздействия очень велико. Главным свойством лазерного пзлучепия, непосредственно используемым при этом, является его высокая пространственная когерентность и, следовательно, направленность.

Совершенно новую возможность — возмояшость сильного резонансного воздействия на вещество, обычно отсутствующую при электронно-лучевом, плазменном, взрывном и т. п. методах интенсивного воздействия, — дает монохроматичность лазерного излучения. Именно при резонансных взаимодействиях непосредственно используется вся совокупность свойств лазерного излучения.

Так, прежде всего, монохроматичность и перестраиваемость лазерного излучения открыли новые возможности в спектроскопии, резко увеличив чувствительность, разрешающую способность, быстродействие и дистанционность спектрометров, использующих лазеры. Здесь широкое применение нашли лазеры на красителях, на -центрах полупроводниковые лазеры.

Далее. Лазерное излучение не только монохроматично, но и интенсивно. Высокая интенсивность источников лазерного излучения приводит к нелинейной лазерной спектроскопии. Примером является когерентное антистоксово рассеяние света (КАРС).

При воздействии на комбинационно-активную среду двумя монохроматическими излучениями с различающимися частотами (бигармоническая накачка) происходит эффективная раскачка молекулярных колебаний, если разность частот излучений накачки совпадает с частотой этих колебаний. В пространстве взаимодействия дополнительно к световым волнам устанавливается бегущая волна когерентно возбужденных молекулярных колебаний. Так как наличие возбужденных молекул меняет показатель преломления среды, содержащей молекулы, то бегущей волне возбуждения молекул соответствует бегущая волна изменений показателя преломления среды. Это эквивалентно бегущей фазовой дифракционной решетке. Как известно, дифракционная решетка обладает резонансными свойствами; она когерентно рассеивает падающий на нее свет, причем свет определенной длины волны отклоняется в определенных направлениях. Поэтому условия синхронизма для излучений накачки и рассеянного света выполняются на большой длине взаимодействия, если частота рассеянного света сдвинута на частоту молекулярных колебаний. Следовательно, для такого света происходит накопление эффекта, и бегущая дифракционная решетка или, что то же самое, бегущая волна модуляции с частотой колебаний молекул эффективно преобразует исходное лазерное излучение бигармонической накачки в излучение, сдвинутое по частоте в стоксову и антистоксову сторону. Наибольший интерес представляет более коротковолновое антистоксово излучение, позволяющее изучать возбужденные состояния молекул, процессы, идущие при высоких температурах, исследовать светящиеся среды, плазму и т. п.

Фиксируя частоту одного из излучений бигармонической накачки и перестраивая частоту другого так, чтобы разность этих частот плавно и контролируемо изменялась в исследуемой спектральной области, мы получаем возмояшость изучать эту область по спектральной зависимости величины эффекта когерентного антистоксова рассеяния света. Спектралыгое разрешение такого КАРС-спектрометра определяется шириной линии генерации используемых лазеров и в настоящее время составляет примерно 30 МГц . Сильная нелинейная зависимость сигнала КАРС от интенсивности накачки приводит к тому, что при острой фокусировке накачки рассеянное излучение генерируется областью малых размеров. Это приводит к высокому пространственному разрешению КАРС-спектроскопии, достигающему нескольких микрометров.

При резонансном взаимодействии интенсивного лазерного излучения с веществом существенным является эффект насыщения. Например, при насыщении однородной составляющей неоднородно

уширенной доплеровской линии в ней выжигается узкий провал. Этот эффект приводит к нелинейной внутридоплеровской спектроскопии, разрешающая способность которой для газов низкого давления может достигать Гц.

Но спектроскопия высокого разрешения, в том числе нелинейная лазерная спектроскопия, не исчерпывает всего круга интенсивных резонансных взаимодействий. Высокая спектральная яркость лазерного монохроматического излучения может приводить к селективному протеканию процессов взаимодействия резонансного излучения с веществом.

При спектроскопическом исследовании предполагается, что свет не производит сколько-нибудь заметного необратимого воздействия на среду. При лазерной спектроскопии лазерное излучение не разрушает и заметно не возмущает исследуемой среды. Но лазеры в силу возможности высокой концентрации энергии позволяют, активно воздействуя на вещество, макроскопически существенно изменять состояние объекта воздействия. Набор возможных изменений многообразен. Это могут быть изменения координат и скоростей частиц облучаемого вещества, изменения их строения, фазовые переходы, выделение тех или иных компонент и т. п. Тогда, когда эти и им подобные изменения осуществляются монохроматическим лазерным излучением, а результат воздействия спектрально зависим, мы имеем дело с резонансным взаимодействием лазерного излучения с веществом. Это взаимодействие интенсивно, если вызванное резонансным поглощением излучения перераспределение населенностей заметно и проявляется в макроскопическом изменении свойств или поведения рассматриваемой системы.

Здесь надо сказать, что резонансное возбуждение заметной доли частиц, составляющих облучаемое вещество, существенно выводит всю эту систему из равновесия. Релаксационные процессы стремятся возвратить систему в равновесное состояние. Эти процессы, приводя в конечном счете к нагреву вещества, препятствуют селективному действию излучения. Поэтому главную проблему исследований и применений интенсивных резонансных взаимодействий составляют определение условий сохранения селективности резонансного воздействия и поиск методов выполнения этих условий.

Общая идея осуществления селективных фотопроцессов заключается в разделении всего процесса в целом по крайней мере на два этапа. Первый этап — это резонансное возбуждение заметного количества микрочастиц, которое относительно легко может быть селективным. Второй этап должен приводить к необратимому изменению физических свойств предварительно селективно возбужденных частиц, к фиксации возбуждения. Потеря селективности происходит главным образом на этом этапе, поэтому именно он подвергается наиболее тщательному изучению. В таких селективных процессах, как лазерное разделение изотопов, лазерная

очистка газов, лазерная фотохимия, основное применение нашли двух (много) ступенчатая ионизация и диссоциация, второй этап которых сводится к физическому отделению или химической фиксации фрагментов выделяемых атомов или молекул, получаемых при интенсивном лазерном облучении. Возможно также селективное лазерное управление процессами, протекающими на границе раздела между веществами, находящимися в существенно различных фазовых состояниях.

Высокая интенсивность лазерного излучения приводит к тому, что взаимодействие излучения с веществом не всегда может рассматриваться в рамках первого приближения теории возмущений. Тогда, если энергия взаимодействия поля излучения с атомом или молекулой сравнима с их характерной внутренней энергией или если переход из состояния в состояние соответствует поглощению нескольких квантов, становятся существенными так называемые многофотонные процессы, при которых происходит синхронное поглощение (испускание) нескольких фотонов. Суммарная энергия этих фотонов равна энергии перехода. Многофотонные процессы сильно расширяют возможности эффективного резонансного воздействия на вещество.

Дальнейшее развитие квантовой электроники, создание новых лазеров, расширение диапазонов длин волн лазерной генерации и областей плавной перестройки частоты лазерного излучения в инфракрасной, видимой и ультрафиолетовой областях спектра существенно расширит область лазерных применений и увеличит их эффективность.

В заключение приведем для удобства приближенные формулы и сделанные по ним оценки (см. таблицу) частот излучения и энергий квантов ряда лазеров в единицах, характерных для различных областей применения.

В этих формулах — длина волны в микрометрах, — скорость света, постоянная Планка, — постоянная Авогадро, — постоянная Больцмана; переводные множители единиц:

Длины волн, частоты излучения и энергии квантов некоторых лазеров

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление