авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 || 3 |

«Министерство образования и науки Российской Федерации федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования Московский ...»

-- [ Страница 2 ] --

Это принятое, но не совсем удачное название. Дело в том, что нерелятивистские электроны (у которых можно пренебречь зависимостью массы от скорости) не могут поглотить или испустить ЭМВ или фотон. Для испускания или поглощения требуется одновременное выполнение закона сохранения импульса и закона сохранения энергии, что в нерелятивистских условиях невозможно. Напротив, в релятивистских условиях, в вакууме, можно подобрать начальные и конечные состояния свободного электрона так, чтобы изменение массы обеспечивало поглощение или испускание определенного фотона. Но это скорее экзотика, чем правило. Говоря о лазерах на свободных электронах, обычно подразумевают несколько иной случай. Рассматривают электроны, движущиеся в сильном магнитном поле. Там, в результате действия силы Лоренца, электроны начинают двигаться по круговым орбитам, становясь гармоническими осцилляторами. Вот эти осцилляторы, имеющие определенную частоту, испускают одинаковые по энергии фотоны (так называемое циклотронное излучение). Для получения когерентного излучения в такой машине (в циклотроне) ставят внешний резонатор, обеспечивающий положительную обратную связь и, при выполнении порогового условия, – начало лазерной генерации.

Особенность лазеров такого типа – получение непрерывного (при желании – импульсного) излучения высокой мощности, а главное – очень высоких частот.

Частоты генерации таких лазеров не только могут перестраиваться при изменении магнитной индукции, но, что важнее, достигать частот, соответствующих вакуумному ультрафиолету, то есть частотам порядка ~ 2 1016 рад / с (диапазон ближнего ультрафиолета 380 – 200 нм, диапазон вакуумного ультрафиолета 200 –10 нм, более короткие длины волн – у рентгеновского излучения).

Лекция 9. РЕЗОНАНСНЫЕ И НЕРЕЗОНАНСНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В ЛАЗЕРНЫХ ПОЛЯХ Следует сразу оговориться, что в лазерных полях возможны все эффекты, и резонансные, и нерезонансные, имеющиеся и в некогерентных ЭМП. Мы обсудим некоторые из них. Позже будут рассмотрены другие, специфические для сильного лазерного излучения эффекты, имеющие специфически свойства.

Теоретическое изучение процессов, происходящих в лазерных полях, проводят различными методами. Иногда возможно полностью классическое описание (например, при изучении теплового действия ЭМВ).

Но чаще всего используют полуклассическое описание. В этом случае лазерное поле описывают классическим образом, вводя волну E (r, t ) E0 cos t k r 0 (49) (обозначения стандартные), а систему, с которой происходит взаимодействие излучения – последовательными методами квантовой механики или квантовой статистики. При этом все спонтанные переходы вводят искусственным образом (так называемый метод Гайтлера). Наконец, в наиболее ответственных и тонких расчетах используют полное квантовомеханическое описание, как поля, так и рассматриваемой системы. При этом удается правильно учесть статистические свойства лазерного излучения, включая спонтанные переходы, и квантовые свойства среды. В частности, тот факт, что фотоны представляют собой бозе частицы.

Полностью квантовое описание систем требует знания современных разделов математики и достаточно сложно, но это описание дает такие тонкие эффекты, как, например, лембовский сдвиг (смещение энергетических уровней под воздействием поля нулевых колебаний;

это эффект по своей сути похожий на возникновение спонтанного излучения). Другими примерами служат коллективные процессы, например, эффект Дике. В эффекте Дике фотоны испускаются или поглощаются не отдельными атомами, а всеми атомами «сразу». Суть этого эффекта заключается в том, что в облаке близко расположенных атомов волновые функции отдельных атомов перекрываются, образуя общую систему. Тогда нет возможности указать, энергия какого именно атома изменилась при поглощении или испускании фотона.

В этой модели можно выделить как индуцированные переходы (поглощение и испускание ЭМВ), так и весьма специфичные спонтанные переходы.

Для полностью квантового описания взаимодействий в ЭМП требуется специальный математический аппарат (метод вторичного квантования поля, метод функций Грина и другие методы), знакомство с которым выходит за рамки данного курса. Для описания некоторых из этих процессов взаимодействия нам придется использовать качественное, словесное объяснение.

Сразу отметим, что процессы в лазерных полях делят на индивидуальные, в которых принимает участие ограниченное число частиц, и на коллективные, в которых участвует N 1 частиц и требуются (как правило) методы квантовой статистики. Так, в физике твердого тела наиболее постое описание бывает, когда пользуются одноэлектронным приближением. В этом случае пренебрегают взаимодействиями электронов друг с другом (что возможно только при очень малых концентрациях электронов, например, в диэлектриках). Это описание приемлемо далеко не всегда, и тогда надо рассматривать коллективные процессы.

Для этого приходится использовать методы квантовой статистики, то есть последовательно выводить уравнения, решениями которых являются функции распределения электронов, дырок, фононов и других квазичастиц. Это сложная математическая задача (е решение почти никогда не удается провести аналитически). С такими задачами можно столкнуться, например, при описании нагрева диэлектрика интенсивным ЭМП. Легко догадаться, что подобное описание – основа большинства технологических задач и таких (до сих пор до конца не изученных) процессов как лазерный нагрев и оптический пробой твердых тел.

Разделение на резонансные и нерезонансные процессы до некоторой степени условно. Можно считать, что резонансные переходы – это процессы в дискретных квантовых системах, в тех случаях, когда энергия фотона равна расстоянию между энергетическими уровнями i и j :

Ei E j. (50) Нерезонансные процессы происходят в квантовых системах со сплошным энергетическим спектром или в системах с энергетическими уровнями, не удовлетворяющими условию (50).

Условность такого разделения связана с тем, что всегда должны выполняться закон сохранения импульса и закон сохранения энергии. Разберемся с этими особенностями последовательно. Начнем с дискретных систем, для которых имеет место соотношение (50).

В системах «(50)» возможны три основных процесса с участием фотонов:

поглощение, излучение и рассеяние. В самой простой трактовке это – очевидные процессы. При выполнении условия (50), падающий фотон исчезает, а система (для краткости, атом) переходит из начального энергетического состояния в более высокое конечное состояние. При излучении процесс имеет обратное направление и сопровождается появлением фотона. Рассеяние – объединение двух этих процессов.

Более детальное изучение квантовых систем показывает, что приведенные схемы слишком упрощены. Во-первых, атомы не обладают бесконечно узкими уровнями энергии. В силу того, что электрон находится на уровне только некоторое время (время жизни возбужденного уровня или возбужденного состояния), а так же в силу соотношения неопределенностей 1 E или E t, (51) 2 каждый уровень (кроме основного, где электрон может находиться как угодно долго) имеет некоторую неопределенность энергии E или ширину уровня E.

Поэтому атом может поглотить или спонтанно испустить не строго определенную частоту, а частоту, лежащую в диапазоне 0 0. Строгое требование резонанса при поглощении или испускании нарушается.

Еще сложнее процесс рассеяния лазерного излучения. В нм выделяют два канала, которые «работают» одновременно. Первый канал – типа «(50)». Там возможно реальное (с выполнением всех законов сохранения) поглощение света и последующее его переизлучение. Второй канал называется виртуальным (то есть возможным). Он реализуется при нарушении условия (50) и без выполнения закона сохранения энергии. В этом случае фотон забрасывает электрон не на энергетический уровень, а «в пустое место между уровнями». Там электрон не может находиться, поэтому он сразу же «падает» вниз, испуская фотон с частотой, близкой к частоте первичного фотона.

Вероятности процессов рассеяния по этим каналам различны. В частности, если в виртуальном процессе около «пустого» места оказывается энергетический уровень, вероятность перехода увеличивается (процесс при этом не становится резонансным). Вместе три перечисленных процесса можно отнести к разряду линейных явлений. Здесь мы умалчиваем о нелинейных процессах поглощения, испускания и рассеяния фотонов. О них речь будет идти позже.

Мы не подчеркнули, что во всех резонансных процессах должен выполняться закон сохранения импульса. Это означает, что после поглощения фотона система в целом (возбужденный атом) получает дополнительный импульс k и выходит из первоначального состояния покоя;

после рассеяния атом покоится или может двигаться, если волновые векторы поглощенного и вновь излученного фотонов не совпадают.

Заметим, что мы рассматривали изолированные уровни. Однако часто бывает, что уровни вырождены, то есть трем или нескольким основным квантовым числам (одной собственной энергии) соответствует несколько состояний. В этом случае описание процессов (50) усложняется. Еще более сложным оно становится, если под воздействием внешних факторов вырождение снимается, то есть собственные энергии несколько смещаются. Такое часто происходит во внешних постоянных и переменных электрических полях, то есть эффектах Штарка.

Заметим, наконец, что уширение уровней может происходить не только вследствие соотношения (51), но и из-за столкновений атома с другими частицами.

Последнее может оказаться самой важной причиной уширения, причем дающей наибольшее численное значение уширения, особенно в газообразных системах.

Совсем иная картина возникает, если одно или оба энергетических состояния принадлежат непрерывному энергетическому спектру. Такая ситуация характерна для твердых тел, где образовались энергетические зоны и (или) имеются примесные уровни (см. рис. 10).

На рисунке 10 цифрой 1 отмечен междузонный переход из валентной зоны в зону проводимости (т.е. внутренний фотоэффект), цифрой 2 – переход с донорного (дискретного) уровня в зону проводимости, цифрой 3 – внутризонный переход в зоне проводимости.

Все переходы отмечены вертикальными линиями. Это означает, что мы следим только за законом сохранения энергии (длина стрелок 1 и 2 равна энергиям фотонов). Иногда по горизонтальной оси откладывается волновое число или E Ed Eg Рис. 8. Возможные нерезонансные переходы в твердом теле под действием лазерного излучения. 0 – энергия, соответствующая дну зоны проводимости;

E d - энергия донорного уровня;

E g потолок валентной зоны.

валентной зоны или ширина запрещенной зоны.

импульс. Тогда стрелки перестают быть вертикальными (это непрямые переходы), учитывая закон сохранения импульса. При междузонных переходах и переходах с или на примесные уровни импульс фотона передается всему тяжелому твердому телу и потому практически не изменяет его состояние, тело продолжает покоиться.

Сложнее обстоит дело с переходами типа 3 внутри разрешенных зон. В этом случае для одновременного выполнения законов сохранения и энергии, и импульса, необходимо участие в процессах испускания или поглощения третьего тела, Например, электрон проводимости (переход 3) может поглотить фотон, если только он рассеивается на примесном атоме или на фононе (тепловом возбуждении колебаний решетки). Это тройное столкновение фотон – электрон – фонон (примесь).

Если в рассеянии участвует фонон, то длина стрелки 3 больше или меньше на величину, равную энергии поглощенного или испущенного фонона.

Взаимодействие ЭМ излучения с металлами, полупроводниками и твердыми диэлектриками обладает специфичностью, не существенной для резонансного или нерезонансного характера процесса. Так, в металлах лазерное излучение проникает вглубь на незначительные расстояния, вызывая особо сильный нагрев области вблизи поверхности (так называемый скин-слой, толщина которого сравнима с длиной волны и сильно зависит от частоты поля). В диэлектриках, где свободных электронов мало и зона проводимости практически пуста, воздействие лазерного излучения может охватывать весь объем образца.

Перечислим некоторые резонансные и нерезонансные процессы, характерные для воздействия на вещество и обычного, не интенсивного ЭМИ, и мощного лазерного излучения.

Поглощение фотона приводит к различным видам фотоэффекта. Это внешний фотоэффект из металла (из диэлектрика тоже возможно вырывание электрона, но для этого требуются рентгеновские или – фотоны). Возможен внутренний фотоэффект – переход электрона из одной разрешенной зоны твердого тела в другую. На рисунке 10 это переход 1. Внутренний фотоэффект приводит к изменению сопротивления твердого тела – возникает фотопроводимость.

Последнее явление широко используется в технике для создания солнечных батарей, фотоэлементов, датчиков освещенности.

Аналогичный процесс в изолированной частице называют фотоионизацией атома или молекулы.

Внешний фотоэффект, вызванный поглощением фотона электроном, который находится на внутренней оболочке атома, может сопровождаться переходом на освободившееся место какого-либо электрона с внешней оболочки. Тогда избыток энергии «выделяется» либо в виде вторичного фотона, либо уносится третьим электроном внешней оболочки (это эффект Оже). Эффект Оже происходит в два этапа и является нерезонансным. В нем участвуют три электрона и один фотон (см.

рис.11). Электрон 1, находящийся на уровне E1, поглощает фотон и отрывается от атома – это первый этап процесса, обычная фотоионизация. Второй электрон с верхней или промежуточной орбиты, уровня E 2 переходит на освободившееся E A E E Рис. 11. Эффект Оже. Пунктирная линия A обозначает безизлучательную передачу энергии от электрона 2 электрону 3.

место на уровне E1, передавая энергию E2 E1 либо электромагнитному полю (испускает фотон), либо электрону 3, находящемуся на уровне E3. Последний отрывается от атома, что и составляет в комплексе эффект Оже. Таким образом, в этом эффекте появляется два фотоэлектрона (различить которые, по законам квантовой механики невозможно – они тождественны).

Большинство фотопроцессов, происходящих в твердых телах (как правило, это нерезонансные процессы), заканчиваются передачей некоторой части энергии фотона решетке, что приводит к е нагреву и даже к разрушению. Такие процессы составляют основу технологических использований лазерного излучения.

Разнообразно химическое действие света. Оно может быть как резонансным (в вещество можно ввести сенсибилизирующую добавку, после чего поглощение становится резонансным), так и нерезонансным. Оно может так же быть тепловым, проявляющимся в результате нагрева вещества. Упомянем фотополимеризацию вещества. Напротив, ЭМП может вызвать диссоциацию молекул, поглощающих лазерное излучение. Например, возможно разложение аммиака на азот и водород, или разложение бромистого серебра на серебро и бром (основа черно-белой фотографии;

введение сенсибилизирующих добавок позволяет сделать фотопленки чувствительными к различным длинам волн, что является основой цветной фотографии).

Важнейшей фотохимической реакцией является фотосинтез, поставляющий в нашу атмосферу кислород и создающий различные углеводы. Особенностью фотосинтеза является его многофотонность – для одного акта химической реакции часто необходимо несколько фотонов. Так, для реакции с выделением кислорода молекула хлорофилла должна поглотить не менее трех фотонов «зеленого» цвета (700 нм). Такого типа процессы изучаются новым разделом лазерной физики – фотохимией.

Лекция 10. ЛИНЕЙНЫЕ И НЕЛИНЕЙНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ Геометрическая оптика, обычная теория интерференции и дифракции в полях не очень большой интенсивности хорошо описываются в линейном приближении.

Это означает, что световые волны, распространяющиеся в среде, не влияют на среду, и распространяются независимо от наличия других волн (см. формулу (34)).

В случае непрерывного распределения волн сумма (34) заменяется аналогичным интегралом.

На самом же деле любое по интенсивности излучение воздействует на среду, вызывая е поляризацию (поляризация сильно зависит от частоты ЭМИ, и на частотах, соответствующих вакуумному ультрафиолету, и более высоких поляризация малозаметна). В линейном случае поляризация определяется как P E, (52) где – восприимчивость среды.

Однако нет принципиальных запретов на расширение формулы (52). Беря пока только изотропную среду, можно записать P 1 E 2 E 2 3 E 3 4 E 4.... (53) Коэффициенты n носят название нелинейных восприимчивостей n-го порядка, а формула (52) представляет собой только первый член разложения поляризации по степеням поля. Естественно, что поляризации убывают с ростом номера n.

Строго говоря, формула (53) неверна. Мы записали е так, как будто поле световой волны – скалярная величина. В действительности, например, третье слагаемое могло бы выглядеть так 3 E 2 E (для изотропной среды), или иметь еще более сложную тензорную форму. Нам для первого знакомства с нелинейными взаимодействиями достаточно формулы (53).

Впрочем, даже со сделанной оговоркой формула (53) неверна еще по одной причине. Предположим, что экспериментатор захотел поменять направление вектора E на противоположное. Тогда вектор поляризации должен поменять знак.

Но второе слагаемое в (53) нечувствительно к такой перемене знака (оно четное).

Поэтому коэффициенты с четными индексами должны тождественно обращаться в нуль. Однако и это – не вся правда. Сказанное справедливо для большинства веществ, имеющих центр симметрии (любой газ или, например, поваренная соль).

Если же кристаллическая решетка твердого тела не обладает центральной симметрией, то коэффициенты n с четными индексами обладают не скалярной, а векторной или тензорной природой, и тогда соответствующие слагаемые остаются.

Теперь легко догадаться, что принцип суперпозиции нарушается, если принять соотношение (53). В результате воздействие на вещество интенсивного излучения приводит к новым физическим эффектам. Они называются нелинейными. Из экспериментов известно, что нелинейные эффекты наиболее заметны, если имеется много подвижных носителей заряда (квазиэлектронов или дырок), либо частота какой-либо компоненты поля близка к резонансной частоте, свойственной данному веществу.

Укажем некоторые простые нелинейные эффекты.

1. Многофотонный фотоэффект.

Известны оба многофотонных фотоэффекта – и внутренний, и внешний.

На рисунке 12 схематически изображены трех и четырех фотонные внутренние фотоэффекты – переход квазиэлектрона из валентной зоны через запрещенную зону в зону проводимости.

C-зона Запрещенная зона V-зона Рис. 12. Трех и четырехфотонный внутренний фотоэффект.

Как и однофотонный внутренний фотоэффект, указанные переходы изменяют сопротивление образца, приводя к эффекту фотопроводимости. Однако, как и все многофотонные эффекты, они имеют меньшие вероятности и наблюдаются только в интенсивных лазерных полях. Уравнение внутреннего фотоэффекта можно записать в виде EC N EV EG, (54) где EC, EV, EG – кинетическая энергия квазиэлектрона в конечном состоянии (зона проводимости), энергия в начальном состоянии (валентная зона) и ширина запрещенной зоны;

N – число поглощенных фотонов. За законом сохранения импульса можно не следить, так как он удовлетворяется благодаря большой (бесконечной) массе образца.

Аналогичным образом можно изобразить внешние фотоэффекты из металлов (см. рисунок 13) – с уровня Ферми или из состояний, лежащих ниже энергии Ферми.

Е Х Рис. 13. Многофотонный фотоэффект: четырех фотонный с уровня Ферми, трех фотонный с уровня Ферми и из глубины фермиевской зоны.

Для переходов, показанных на рисунке 13, можно записать уравнение, обобщающее уравнение Эйнштейна для внешнего фотоэффекта:

E K N A, (55) где E K – кинетическая энергия фотоэлектрона, N – число электронов, участвующих в процессе, A – работа выхода.

При больших значениях N или при больших энергиях фотона, когда N M A возможно наблюдение многоэлектронных внешних фотоэффектов, когда из металла вылетает M электронов. Разумеется, вероятности таких процессов не велики. Так, в твердых телах наблюдали внутренние фотоэффекты с N 5.

Лекция 11. ЗАКОНЫ ДВУХФОТОННОГО ПОГЛОЩЕНИЯ Изучая двухфотонное поглощение излучения в твердых средах надо отдельно рассматривать поглощение в «прозрачных» диэлектриках или металлах и поглощение в полупроводниках. И величины поглощения, и их физическая природа, и математическое описание несколько разнятся.

Рассмотрим вначале поглощение в диэлектриках. Там нет свободных электронов и двухфотонное поглощение возможно только при междузонных переходах.

Пусть EG, EG – ширина запрещенной зоны. Тогда нет однофотонного поглощения (оно запрещено законом сохранения энергии). Если 2 EG, то возможно N фотонное поглощение. Поскольку в этом случае двухфотонное поглощение наиболее вероятно, будем рассматривать только его. Считаем, что коэффициент двухфотонного поглощения равен 2. Тогда, по аналогии с получением закона Бугера (см. рисунок 5, формулу (20)) dI ( X ) 2 I 2 X dX. (56) После разделения переменных и интегрирования получаем I(X ). (57) const 2 X Удовлетворяя граничному условию I ( X 0) I 0, (58) найдем const (59) I и, следовательно, I I(X ). (60) 1 2I0 X Мы видим, что закон поглощения перестает быть экспоненциальным, как закон Бугера, и становится гиперболической функцией. Кроме того, в закон поглощения (60) не входит коэффициент линейного поглощения 1.

В полупроводниках картина иная. Рассмотрим полупроводник n – типа, для которого справедливо условие EG 2. Тогда излучение поглощается только в зоне проводимости, причем возможны как однофотонные, так и многофотонные переходы. Ограничиваясь рассмотрением случая N 1, 2, запишем аналог формулы (20) в виде dI ( X ) 1 I ( X )dX 2 I 2 ( X )dX 1 I ( X )1 bI ( X )dX, (61) где b. (62) Отсюда следует, что dI ( X ) 1dX (63) I ( X )1 bI ( X ) и, значит, dI I 1 bI const 1 X. (64) Интеграл в (64) вычисляется методом разложения на простые дроби. Его можно найти в монографии И.С. Градштейн, И.М. Рыжик «Таблицы интегралов, сумм, рядов и произведений», Ф.-М., М, 1962. (Формула 2.118.1):

1 a bx dx x(a bx) const ln. (65) a x В нашем случае а = 1, так что из (64) и (65) следует 1 bI ( X ) I ( X ) const 3 1 X ln (66) или 1 bI ( X ) const 4 1 X. (67) ln I(X ) Далее, потенцируем, то есть проводим операцию:

1 bI ( X ) exp const 4 1 X const 5 exp 1 X.

exp ln (68) I(X ) Получаем 1 bI ( X ) const 5 e11X. (69) I(X ) Здесь, как и во всех предыдущих формулах, const – произвольные постоянные. В (69) постоянную можно определить из начального условия I ( X 0) I 0, (70) которое вместе с (69) дает 1 bI const 5. (71) I Используя (69) и (71), находим окончательное выражение для закона поглощения в полупроводнике (при использовании указанной выше модели):

I 0 exp 1 X I(X ). (72) 1 2 1 exp 1 X Если 2 1, то можно упростить (72), разложив знаменатель в ряд Тейлора.

Видно, что закон двухфотонного поглощения (72) более сложен, чем закон (60).

Заметим, что в других моделях законы многофотонного поглощения могут существенно отличаться от изученных здесь. В частности, поглощение излучения в металлах должно учитывать присущую металлам особенность: как правило, у них поглощение происходит в тонком приповерхностном слое (скин-слой), то есть поглощение металлов всегда очень велико. Экспериментально это проявляется в сильном нагреве металла даже не очень интенсивными лазерными пучками.

Лекция 12. «СИЛОВОЕ» И «СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ» ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭМИ С ВЕЩЕСТВОМ Взаимодействия лазерного излучения с любым веществом можно подразделить на два класса: силовое взаимодействие и, условно говоря, «спектроскопическое».

В силовом взаимодействии важна мощность лазерного излучения, либо пиковая напряженность электрического поля. Когерентность и другие свойства излучения часто не важны, хотя частота излучения иногда имеет принципиальное значение.

Это область исследований технологических применений лазерного излучения.

«Спектроскопическое» взаимодействие использует тонкие свойства лазерного излучения, причем мощность его бывает не очень важным параметром. Здесь, однако, нужны высококлассные лазеры и, обычно, прецизионная аппаратура. Это область создания эталонов, область передовых научных исследований лазерной физики.

Для силового взаимодействия основным является вопрос передачи энергии лазерного излучения веществу и дальнейшее преобразование этой энергии.

Механизмы поглощения излучения в различных агрегатных состояниях вещества – различны.

В газах можно выделить прямое резонансное поглощение и поглощение при столкновении атомов. В последнем случае поглощение может иметь как характер резонансного, если частота фотона совпадает с одной из частот квазимолекулы, образовавшейся на время столкновения, так и нерезонансного, когда часть энергии переходит в кинетическую энергию сталкивающихся частиц. Заметим, что частицы могут быть нейтральными – при столкновении всегда возникают дипольные моменты, определяющие взаимодействие частиц с полем. После столкновения эти дипольные моменты исчезают. Похожим является канал с перезарядкой частиц при столкновении – столкнувшись, нейтральные частицы обмениваются электроном и разлетаются уже в виде положительного и отрицательного ионов. Энергия фотона распределяется между частицами в зависимости от того, как шло столкновение.

В газах есть еще один эффективный канал поглощения лазерного излучения. Из за естественной радиоактивности, да и просто в силу распределения частиц по энергиям (Больцмановское распределение) в газах всегда присутствуют свободные электроны и положительно заряженные ионы. Ни те, ни другие не поглощают свет самостоятельно. Для такого поглощения необходимо было бы иметь совместное решение двух уравнений, выражающих законы сохранения импульса и энергии:

p1 k p2, (73) E1 E2. (74) В этих формулах индекс 1 отмечает начальный импульс и начальную энергию (вс равно, свободного электрона или иона), а индекс 2 – их конечные значения.

Учитывая, что кинетическая энергия p E, (75) 2m легко убедиться, что совместного решения системы (78) – (79) нет и такой тип поглощения света запрещен (в релятивистских задачах, когда масса зависит от скорости, есть небольшие области параметров, в которых поглощение двумя сталкивающимися частицами возможно).

Но поглощение разрешено при тройном столкновении различных частиц. Так, например, возможно поглощение фотона при рассеянии свободного электрона на атоме или ионе (при столкновении двух одинаковых частиц поглощение света невозможно). Такое поглощение принято называть тормозным поглощением (исторически первоначально было обнаружено тормозное излучение при аналогичном столкновении частиц). Законы сохранения при этом выглядят так:

p1 P k p2 P2, (76) e1 E1 e2 E2. (77) Учитывая, что кинетические энергии частиц определяются формулами (75) с разными массами, можно найти совместное решение системы уравнений (76) и (77), что и показывает возможность тормозного поглощения света. Проще всего это сделать, рассматривая «лобовое» столкновение частиц.

Тормозное поглощение является нерезонансным.

Рассмотренные проблемы силового воздействия излучения не специфичны для газов или для «фотонного» описания света. Они имеют место и в других средах, и при классическом описании света как ЭМВ.

Можно было бы подумать, что тормозное поглощение в газах – пренебрежимо мало из-за того, что в обычных условиях имеется мало свободных электронов и ионов. Как известно, если в кубическом сантиметре воздуха при нормальных условиях имеется примерно 2,7 1019 молекул (число Лошмидта), то число свободных электронов или ионов составляет порядка 1014 в кубическом сантиметре. Поэтому воздух – хороший диэлектрик. Он не проводит электрический ток и не поглощает свет. Но это утверждение справедливо только для обычных условий. Если к некоторой области, заполненной воздухом, приложить высокое напряжение, то начинается бурная ионизация атомов, число свободных электронов резко увеличивается. Происходит электрический разряд, возникает молния.

Аналогичное явление происходит и в случае действия излучения мощного лазера.

Конечный этап действия мощного лазерного излучения на газ – равномерное распределение энергии света по всем степеням свободы, то есть повышение абсолютной температуры воздуха. Впрочем, в некоторых случаях в газах возможны эндотермические химические реакции, и тогда часть лазерной энергии переходит во внутреннюю энергию образовавшегося химического соединения.

Похожие процессы происходят в прозрачных диэлектриках. Там тоже есть малое количество свободных электронов. Но излучение может увеличивать «температуру» электронов (точнее говоря, их среднюю энергию, «разогревая»

электронную подсистему, слабо нагревая ионную или атомную подсистему твердого тела). При столкновении горячих электронов возможен процесс ударной ионизации, что вызывает лавинообразный рост числа электронов, приводя к увеличению проводимости образца. В итоге, джоулевы потери энергии излучения нагревают не только электронную подсистему, но и саму кристаллическую решетку, что приводит к е разрушению. Это так называемый оптический пробой или оптическое разрушение (теория и эксперименты по оптическому разрушению до сих пор противоречивы и исследования данного явления продолжаются – есть его различные модели).

Существенным отличием процесса в прозрачном диэлектрике является сам механизм тройного столкновения. В таких средах возможно тормозное поглощение при рассеянии электрона на примеси, которые всегда присутствуют в самых чистых образцах (квазиэлектрон не «чувствует» собственные ионы решетки – так устроен диэлектрик, полупроводник или металл). Это так называемые примесные процессы взаимодействия излучения со средой. Однако иногда важнее рассеяние электрона не на примесях, а на колебаниях решетки (на акустических и оптических фононах).

Законы сохранения имеют в случае взаимодействия электрона с фононом вид p1 k q p2, (78) e1 q e2, (79) где q и q - волновой вектор и циклическая частота фонона, знаки «+» или « – »

соответствуют поглощению или рождению фонона. В отличие от реальных частиц фононы – кванты механических волн в кристалле. Это квазичастицы, и их число может не сохраняться.

Фононы могут присутствовать и в правых частях уравнений (78) и (79). Тогда говорят не о рождении или уничтожении фонона, а о рассеянии электрона на нем.

Как и рассеяние фотонов, рассеяние на фононах представляет собой реальный или виртуальный двухступенчатый процесс.

Системы уравнений типа (78) и (79) могут быть записаны и для металла, и для полупроводника. Во всех случаях они имеют совместные решения, то есть такой тип тормозного поглощения света возможен (а часто он возможен и в жидкостях).

В зависимости от структуры диэлектрика запасенная энергия идет на рождение квазичастиц, допустимых в данной структуре (фононов разных мод, экситонов, электрон-дырочных пар, образование различных дефектов кристаллической решетки) и к лавинообразно нарастающим во времени междузонным переходам.

В зависимости от окружающей образец среды, в зависимости от того, находится ли образец на термостате (холодильнике) или теплоизолирован, итогом лазерного воздействия является переход к термодинамическому равновесию с прежней или новой абсолютной температурой. Разумеется, если при лазерном облучении не ставятся технологические цели, например, резки или иная обработка твердого образца.

Совсем другая картина может иметь место в «грязных» диэлектриках. Там встречаются небольшие металлические или иные включения с большой концентрацией электронов проводимости. Такие электроны хорошо поглощают лазерное излучение, вызывая локальный нагрев вещества и, в итоге – разрушение образца.

Аналогичное поглощение энергии излучения происходит и в металлах. Большое количество свободных электронов проводимости, рассеивающихся на примесях, фононах и на поверхности, приводит к сильному поглощению энергии излучения, нагреву материала из-за джоулевых потерь, плавлению или испарению образца. Все эти механизмы связаны с потерями энергии, и именно они составляют основу технологических использований различных лазеров.

Изложенный материал касается силового аспекта взаимодействия лазерного излучения с веществом. Физика «спектроскопического» взаимодействия совсем иная. Подробно эти взаимодействия будут обсуждаться после того, как будет изучено преобразование лазерных фотонов (частот) в нелинейных средах, а также некоторые уже нашедшие применения этих преобразований.

Лекция 13. ЭФФЕКТЫ САМОВОЗДЕЙСТВИЯ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В интенсивных лазерных полях при нарушении принципа суперпозиции и приобретении значения поляризуемостей старших порядков (53) наблюдаются все эффекты, известные в классической физике маломощного излучения, и начинают наблюдаться новые, нелинейные явления.

Простым примером такого «классического» эффекта в слабом поле является рефракция. Замечено, что подъем Солнца происходит неравномерно. Возникает ощущение, что Солнце поднимается над горизонтом скачком. Всем хорошо известна примета: если на закате Солнца человек видит зеленую вспышку, так называемый «зеленый луч», то ему должно повезти. Такое явление наблюдается редко. Обычно – в очень спокойную погоду, над морем, с возвышенности. В некоторых случаях Солнце и Луна теряют круглую форму, искажаясь и иногда приобретая форму сглаженного по углам прямоугольника. При этом изменяются их видимые размеры.

В пустынях наблюдается похожее явление – мираж, когда глазу становится доступным картина, находящаяся за горизонтом.

Все эти рефракционные явления вызваны неоднородностью коэффициента преломления атмосферы и, с точки зрения физика, ничем принципиально не отличаются от преломления ЭМВ на границе раздела двух сред. Так, например, луч, проходящий через призму (см. рисунок 2), будет испытывать рефракцию, если коэффициент преломления плавно изменяется в пространстве. При этом путь луча внутри призмы будет не прямолинейным, а плавно изогнутым. Если призма состоит из тонких слоев с разными коэффициентами преломления, луч будет кусочно-прямолинейным. Такое тоже иногда наблюдается в атмосфере.

Рефракцию хорошо видно в жаркий день по дрожанию изображения за окном – поднимающийся нагретый воздух неоднороден, и его коэффициент преломления незначительно по величине, но достаточно сильно, заметно для невооруженного глаза, изменяется в пространстве.

В интенсивных лазерных полях рефракция может стать нелинейной и привести к ряду наблюдаемых эффектов. Причиной, как легко догадаться, служит нелинейное изменение коэффициента преломления среды. В зависимости от геометрии опыта и характера изменения (увеличение или уменьшение) коэффициента преломления, можно выделить несколько индуцированных лазером «рефракционных» эффектов.

Их объединяют термином саморефракция. Общая, упрощенная картина саморефракции может быть проиллюстрирована рисунком 14. Так, если интенсивность лазерного излучения изменяется линейно с ростом координаты y, то возникает нелинейная зависимость коэффициента преломления n n y.

В рассмотренном случае происходит изменение волнового вектора k. В данном случае происходит без изменения частоты волны, однако в сильных полях может изменяться и частота.

n n y y x Рис. 14. Пример саморефракции – искривление лазерного луча, идущего вдоль оси x, при увеличении n(y) с ростом y (1) и уменьшении n(y) с ростом y (2). Считается, что n не зависит от x.

Если рассмотреть не один луч, а плоскую волну, волновая поверхность которой на входе в нелинейную среду (x = 0) совпадает с осью y, то в каждой точке x волновую поверхность надо представлять как плоскость, которая повернулась так, чтобы стать перпендикулярной линии луча.

Приведем один характерный пример. Пусть имеется квадратичная нелинейность коэффициента преломления:

n n0 n2 J n0 n2e E0, (80) где n0 – коэффициент преломления невозмущенной среды, n2 – нелинейная добавка второго порядка, рассчитанная в нормировке на интенсивность света, а n2e – добавка второго порядка, рассчитанная на квадрат амплитуды лазерной волны.

Пусть пучок представляет собой квадрат со стороной 0,5 мм, мощность излучения Р = 10 МВт, а нелинейной средой является сероуглерод (при нормальных условиях это весьма ядовитая жидкость), у которого в системе единиц CGSE n2 9 10 12.

Тогда можно найти, что радиус поворота луча будет равным 3 метрам. Если длина кюветы с сероуглеродом 10 см, то угол поворота луча на выходе из не будет равняться 2 градусам.

Указанное явление есть лишь один из примеров самовоздействия излучения.

Таких эффектов много. Вначале мы перечислим их, а затем рассмотрим более подробно.

Выделяют: самодифракцию, самодефокусировку, самофокусировку, образование периодических структур в инвертиртной среде, другие явления самовоздействия ЭМВ в активной лазерной среде (например, выгорание инверсии и запирание мод) самоиндуцированную прозрачность, формирование 2 – импульсов, различные типы преобразования частот – генерацию гармоник, нелинейную интерференцию и некоторые иные эффекты. Мы рассмотрим эти проявления самовоздействия интенсивного излучения в следующих разделах курса лекций.

Лекция 14. САМОДИФРАКЦИЯ, ВЫГОРАНИЕ ИНВЕРСИИ, САМОПРОЗРАЧНОСТЬ, 2 – ИМПУЛЬСЫ В установках для наблюдения интерференции по двулучевой схеме (например, в опытах с бипризмой Френеля) при воздействии интенсивного лазерного излучения можно наблюдать самодифракцию. Схема для наблюдения самодифракции в простейшем варианте приведена на рисунке 15. Там 1 – плоская интенсивная волна лазерного излучения, 2 – бипризма, 3 – два выделенных луча, интерференция которых будет наблюдаться, 4 – кювета с нелинейным веществом, 5 – экран для наблюдения, 6 – интерференционная картина. Ход лучей несколько искажен.

При малых интенсивностях ЭМВ возникают симметричные дифракционные максимумы первого и минус первого порядка. При увеличении интенсивности волны появляются два новых максимума – второго и минус второго порядка.

Их интенсивность меньше. При дальнейшем росте интенсивности (и, значит, роли нелинейных процессов) появляются не отмеченные на рисунке 15 максимумы третьего и X 2 5 Рис. 15. Самодифракция. X – оптическая ось системы. Точки и дифракционные максимумы первого и второго порядков.

минус третьего порядка. Они еще менее интенсивны. Особенностью наблюдаемой картины является эквидистантность расположения максимумов. Появление максимумов, расположенных на одинаковых расстояниях – типичная особенность дифракционной картины плоской дифракционной решетки. В случае рисунка дифракционная решетка создается пересекающимися и интерферирующими лучами внутри кюветы с нелинейным веществом.

Самодифракция возникает и внутри активной среды лазера. Электромагнитное поле внутри лазера можно представить как сумму двух бегущих навстречу друг другу волн. Если коэффициенты отражения зеркал равны или близки по величине, то складываясь, бегущие волны образуют стоячую волну. Квадрат е амплитуды равен E 2 4 E0 cos k j x 2 E0 cos 2k j x, k j 2 j, (81) L где E 0 – амплитуда одной бегущей волны, волновое число k j – одно из j собственных волновых чисел резонатора;

j – целое число или номер моды.

Поскольку изменение коэффициента преломления изменяются пропорционально интенсивности волны, в случае (81) имеем n( x) n0 2n2 E0 cos 2k j x.

(82) Из (82) видно, что в активной среде лазера возникает периодическая структура с периодом, равным половине волны генерации. Величина добавки n2 может быть как положительной, так и отрицательной (в зависимости от типа нелинейности). В любом случае получающаяся структура может рассматриваться как дифракционная решетка и обе бегущие волны рассеиваются на ней (это эффект самовоздействия).

В теории дифракции доказывают, что в этом случае появляются только главные максимумы нулевого и первого порядков (всего – три).

Если же коэффициенты отражения зеркал не одинаковы, то структура поля несколько меняется на стоячую волну: накладывается дополнительная бегущая волна, выходящая из резонатора и лазера.

Сказанное – «первый этаж» процессов, происходящих в активной среде. В принципе, возможны процессы с изменением частоты генерации. Одна из причин изменения частоты состоит в том, что в максимумах активная среда «выгорает», инверсная заселенность там пропадает и условие генерации на данной волне нарушается. В этом случае лазер самопроизвольно переходит на генерацию другой, не запертой волны. Иногда помещение дополнительного внешнего зеркала или просто отражающей поверхности приводит к мерцанию излучения лазера.

В неактивных средах с резонансным поглощением лазерного излучения есть другой эффект самовоздействия излучения, самоиндуцированная прозрачность поглощающего вещества. Такие вещества очень сильно поглощают слабое резонансное излучение. Однако при увеличении интенсивности вс большее число атомов переходят в возбужденные состояния. Инверсной заселенности при этом не возникает, но часть атомов становится не способной поглощать свет (в данный момент, до их перехода в основное состояние;

самоиндуцированная прозрачность – это динамическое равновесие между атомами и потоком фотонов). В результате коэффициент поглощения уменьшается (см. рисунок 16), так как переходы а насыщаются.

m n а в Рис. 16. Резонансные переходы в двухуровневой системе.

Для малых интенсивностей переходы в главным образом спонтанны, и можно пренебречь возвращением энергии в исходный пучок. Для больших эти переходы являются вынужденными и испущенные фотоны возвращаются в исходный пучок, что и обеспечивает возникновение самоиндуцированной прозрачности. Потери энергии объясняются либо спонтанными переходами, либо безизлучательными переходами в, связанными с возможностью передачи энергии, запасенной в состоянии m непосредственно в тепло. Характерное время последних переходов – время тепловой релаксации.

рел Указанный эффект может наблюдаться как при непрерывном воздействии лазерного излучения, так и при воздействии лазерных импульсов.

Но при специальном подборе нескольких параметров в двухуровневой системе возможно появление « 2 -импульсов». Это случай, когда энергия вообще не поглощается, и форма импульса остается неизменной. Для возникновения такого случая необходимо выполнение трех условий:

1. Интенсивность должна быть высокой.

2. Длительность лазерного импульса лаз должна быть много меньше длительности спонтанного распада уровня m, т.е. сп и времени релаксации.

рел 3. Условия на интенсивность и форму импульса, такие, чтобы за время лаз был только один переход n m n.

Тогда можно доказать, что в случае, когда дипольный момент перехода а равен d mn, а интеграл лаз E t dt S d mn, (83) свет не поглощается. При прохождении импульса через резонансно поглощающую среду первая половина импульса переводит двухуровневую систему в состояние а, тогда как вторая половина сбрасывает е в состояние в. Энергия переходит от волны к среде и обратно в волну.

Лекция 15. САМОДЕФОКУСИРОВКА, САМОФОКУСИРОВКА Если нелинейная среда однородна, но лазерный пучок имеет неоднородное распределение интенсивности, то могут возникать эффекты самодефокусировки и самофокусипрвки.

Самодефокусировка возникает в цилиндрически симметричных (например, гауссовских) пучках достаточно высокой интенсивности, если нелинейный механизм изменения коэффициента преломления таков, что приводит к убыванию коэффициента преломления с ростом интенсивности и, следовательно, с ростом радиуса пучка. Тогда пучок будет расплываться так, как будто он проходит через рассеивающую линзу. По мере расширения пучка интенсивность в нем падает, нелинейные эффекты мало–помалу ослабевают и, наконец, прекращаются совсем, но пучок продолжает расширяться уже в линейном приближении в силу изменения его геометрии.

Самодефокусировка может наблюдаться и при иных геометриях эксперимента.

Более интересен процесс самофокусировки. Он возникает при увеличении коэффициента преломления по направлению к оси пучка. Рисунок 17 поясняет этот r R 2, J R 1, J А В x J1 J R 1, J R 2, J Рис. 17. Возникновение самофокусировки.

эффект. Лучи из центральной области, где интенсивность больше, сильнее отклоняются к оси и пересекают е в точке А. Менее интенсивные лучи, идущие на периферии, отклоняются слабее и пересекают ось х в более дальней точке В.

Рисунок 17 показывает, что в нелинейной среде распространение интенсивного излучения происходит так, словно лазерные лучи проходят через собирающую линзу. Если слой нелинейного вещества не очень толст, то лазерное излучение выходит из нелинейной среды и распространяется прямолинейно, сходясь в фокальной «точке», а затем расходясь. После выключения ЭМВ такая линза (как и рассеивающая линза в случае самодефокусировки) пропадает и среда становится однородной – если разрушение твердого тела не произошло.

Поскольку вся энергия соответствующих слоев пучка фокусируется в точках типа А, В, там достигается критическая интенсивность и происходит разрушение вещества. Иногда это разрушение имеет вид точки, иногда – возникает нить, канал разрушения. При скоростной киносъемке видно, что нить начинается в точке А и бежит от лазера в направлении к точке В. В жидкостях канал затягивается;

в твердых телах он остается в виде рассеивающего свет, обычно белого, шнура.

Надо заметить, однако, что рисунок 17 дает лишь общее представление об эффекте. Форма лучей с интенсивностями J 1, J 2 бывает иной. В частности, бывает случай «банановой» самофокусировки, когда для внешней (менее интенсивной) части пучка работает механизм уменьшения коэффициента преломления и возникает эффект самодефокусировки, а для внутренней, интенсивной части, в дело вступает механизм увеличения преломления и происходит самофокусировка.

Расстояние от поверхности нелинейной среды до начала канала разрушения называется длиной самофокусировки. В зависимости от используемого нелинейного вещества и интенсивности излучения величины длин самофокусировки могут быть различными (точки А, В на рисунке 17, и промежуточные между ними).

«Схлопывание» лазерного луча при самофокусировке – пороговый по интенсивности процесс. Так, например, в сероуглероде (нелинейная жидкость), пороговая мощность составляет Рпорог 10 6 Вт и самофокусировка происходит при мощностях Р Рпорог. Длины самофокусировки достигают при этом нескольких сантиметров.

Самофокусировка наблюдается как при использовании импульсного лазера, так и при воздействии непрерывного излучения. Она является одним из механизмов, ограничивающих максимальные мощности лазерного излучения в нелинейной среде.

Лекция 16. ГЕНЕРАЦИЯ ГАРМОНИК И СМЕЖНЫЕ ВОПРОСЫ.

НЕЛИНЕЙНАЯ ИНТЕРФЕРЕНЦИЯ Простейшей моделью, позволяющей изучать нелинейные процессы в лазерных полях, и, в частности, преобразование частот излучения лазера, является выбор нелинейного коэффициента преломления в виде n n0 n 2 E 2. (84) Конкретный расчет коэффициента n2 связан со значительными трудностями как физического, так и математического порядка. Физические трудности связаны главным образом с тем, что параллельно действует несколько механизмов (стрикция, ориентация молекул, самофокусировка, самодифракционные и интерференционные явления, тепловые эффекты и другое). Иногда они приводят к тому, что n2 0, иногда n2 0. Кроме того, возникновение нелинейной добавки n происходит за разные времена. В ряде систем важными (если не по величие, то по физическому смыслу) становятся добавки типа n3 E 3 и n4 E 4, позволяющие рассматривать многоволновые приближения. Отметим, что это слагаемое может иметь как скалярный вид, так и векторный вид, а так же быть тензором. Мы скажем несколько слов о нем позже.

Что касается модели (89), то она приводит не только к упомянутым эффектам самовоздействия, но так же к различным типам преобразования частот излучения лазеров.

Наиболее простое проявление – генерация второй гармоники и эффект «выпрямления» света. Для рассмотрения этих явлений примем, что имеется сильная монохроматическая волна E (r, t ) e E0 cos, t k r 0, (85) где использованы стандартные обозначения;

начальную фазу, ради краткости, можно считать равной нулю.

При подстановке (85) в (84) нелинейная добавка принимает вид n2 E 2 (r, t ) n2 E0 cos 2 n2 E0 cos 2.

2 (86) Первое слагаемое в (86), которое не зависит от времени, приводит к эффекту, который называется «выпрямление света». Его можно наблюдать по сдвигу спектральных линий, например, в нелинейных аналогах эффектов Штарка.

Второе слагаемое содержит ЭМП, частота которого равна удвоенной начальной частоте, то есть в рассмотренном случае происходит генерация второй гармоники лазерного излучения.

Такое явление действительно наблюдалось в кристаллическом кварце, дигидрофосфате калия (КДП или KDP) и в других нелинейных средах.

Если бы мы учли старшие слагаемые в разложении (84), то третья степень по напряженности ЭМВ дала бы добавочное излучение на основной частоте, а также поле на третьей гармонике. Четвертая степень по полю привела бы к поправкам типа «выпрямление света», а также к появлению второй и четвертой гармоник. Эти слагаемые являются малыми добавками к основной (или первоначальной) волне и быстро убывают по величине с ростом степени поля. Получать преобразованные поля на высоких гармониках не удается. Для этого понадобились бы такие высокие интенсивности лазерного излучения, которые разрушили бы нелинейную среду.


Обычно часть первоначальной волны не преобразуется и выходит из среды.

Однако иногда, в длинных кристаллах или кюветах (с нелинейной жидкостью), преобразование бывает полным и начинается обратное преобразование второй гармоники в первую. Затем, когда значительная часть энергии преобразуется в энергию первой гармоники, вновь начинается преобразование ЭМВ во вторую гармонику и так далее.

Здесь мы встречаемся с физическим явлением, отдаленно напоминающим Третий закон Ньютона. В данном случае, как и в механике без трения, существует обратимость процессов во времени. Одна и та же нелинейная среда может как преобразовывать исходное поле «вверх» (up generation), так и расщеплять, делить исходный фотон, преобразовывать поле «вниз» (down generation).

Такая down generation может приводить как к появлению двух фотонов разной частоты, однако удовлетворяющих условиям 1 2, (87) k k1 k 2, (88) так и к появлению двух одинаковых слагаемых, разлетающихся под некоторыми углами к оптической оси (см. рисунок 18).

А В Рис. 18. К образованию бифотонного поля.

На рисунке 18 цифрами отмечены: 1 – нелинейный кристалл, 2 – падающий лазерный пучок с частотой фотонов 1, 3 и 4 – два преобразованных фотона с частотой, так что 2 1.

Фотоны 3 и 4 создают совершенно новое ЭМП – бифотонное поле. Это поле взаимосвязанных фотонов. Дело в том, что условия (87), (88) требуют жесткой связи между направлениями полета фотонов (угол, под которым и вылетают эти фотоны, и соотношение их частот определяются ориентацией нелинейного кристалла). Такая связь приводит к уникальному свойству бифотонных полей. Так, например, пусть в точке А поставлен детектор лазерного излучения – квантовый счетчик фотонов, регистрирующий фотоны «поштучно». Срабатывание этого счетчика означает, что фотон 3 зарегистрирован в момент t в точке А. До этой регистрации положение второго фотона произвольно. Но если регистрация произошла, то в силу соотношений (87), (88) положение фотона 4 определено с той точностью, которую допускает квантовомеханический принцип неопределенности.

Такой переход от неопределенного положения к определенному получил звонкое название квантовая телепортация. Основа эффекта – в вероятностных свойствах квантовомеханических волновых функций. Ранее в квантовой механике подобное явление связывали с редукцией волнового пакета. Разумеется, никакого переноса массы или энергии при квантовой телепортации нет.

Необходимо отметить, что данная тематика быстро развивается и пользуется пристальным вниманием. Так, в популярном ресурсе интернета Lenta.ru появилось следующее сообщение:

«Физики создали фотонную пушку для квантовой коммуникации (http://lenta/ru/news/2012/04/13) Немецкие физики создали фотонную пушку, способную испускать единичные фотоны различных длин волн. Подобные устройства могут стать незаменимыми для организации квантовой связи, неприступной для хакерских атак. Препринт работы доступен в архиве Корнельского университета.

Фотонная пушка, разработанная физиками, представляет собой дискообразный кристалл ниобата лития (соединения лития, ниобия и кислорода), облучаемый лазером. Твердотельный лазер (типа Nd:YAG) закачивает в кристалл фотоны с длиной волны 532 нанометра. Фотоны скапливаются, отражаясь от стенок кристалла, и могут, из-за его особых свойств, претерпевать распад на два фотона с близкой, но немного разной длиной волны около 1060 нанометров.

В конечном счете фотоны покидают кристалл, где разделяются на три группы.

Исходные частицы с длиной волны 532 нанометра игнорируются, а пары длинноволновых разделяются. Один из фотонов используется для коммуникации - отправляется принимающей стороне. А второй фотон служит сигналом того, что первый готов к отправлению.

Необходимость одиночных фотонов для коммуникации возникает из-за проблемы подслушивания. Дело в том, что все современные существующие лазеры испускают фотоны "пачками". Если они используются для передачи информации, то часть фотонов из "пачки" может быть перехвачена злоумышленником таким образом, что принимающая сторона этого не заметит.

Если для передачи сообщения используется только один фотон, он уйдет на подслушивание и наличие злоумышленника будет сразу обнаружено.

Кроме того, поскольку образование фотонов - процесс случайный, то необходимо использовать именно пары фотонов, чтобы по наличию одного из них знать, что второй отправился принимающей стороне.

Авторам удалось показать, что нагревая или охлаждая кристалл ниобата лития, можно изменять длину волны генерируемых фотонов в диапазоне ста нанометров. Используя панель таких кристаллов, можно будет во много раз увеличить скорость передачи сигналов по одному каналу.

Недавно физики уже создали канал квантовой связи рекордной длины.

Подробнее о том, как ученые пытаются приспособить квантовые эффекты для передачи информации можно почитать здесь.»

Эффекты в бифотонных полях используются для разработки методов квантовой криптографии, а также положены в основу одной из моделей квантового (до сих пор гипотетического) компьютера.

Мы можем заметить, что в генерации гармоник и в свойствах бифотонных полей большое значение имеют соотношения (87) и (88). На заре нелинейной оптики эти соотношения (и их обобщения на более сложные случаи преобразования частот, см.

ниже) получили название условий временного и пространственного синхронизма.

Для эффективного преобразования частот волны с разными частотами должны иметь близкие скорости распространения, то есть одинаковые дисперсии. Иначе преобразование не будет эффективным.

Добиться выполнения условий синхронизма можно только в анизотропных (по оптическим свойствам) нелинейных кристаллах, выбирая определенные направления распространения волн.

Если же умножить равенства (87) и (88) на постоянную Планка, то можно заметить, что указанные равенства превращаются в требования выполнения законов сохранения энергии и импульса.

С законом сохранения энергии проще. Он формулируется в виде E E (н) Eк 0, (89) n, или, наконец, в виде или в виде n. (90) Закон сохранения импульса требует более долгого обсуждения. Имеем:

p pн pк k n k 0. (91) Опять-таки в рамках соотношения неопределенностей волновые векторы должны быть коллинеарны. Но теперь следует учесть определение фазовой скорости n, vф (92) с cср и потребовать равенства фазовых скоростей v n и (очевидно, что это v необходимо для эффективной перекачки энергии из волны в волну – в противном случае лазерные «импульсы» разойдутся и перекачка нарушится;

более сложные соображения показывают, что такое утверждение справедливо и для непрерывного излучения). Поэтому с учетом закона сохранения энергии и равенства (92) должно выполняться соотношение n n( ) n(). (93) c c После сокращения одинаковых множителей, требуется, чтобы n n n 0. (94) Отсюда следует, что k k n k 0. (95) Выражение (95) должно рассматриваться для k k n, k Равенство нулю соответствует точному выполнению закона сохранения импульса, а знак «больше» возникает при допущении нарушения этого закона в рамках соотношения неопределенностей.

Далеко не всегда удается выполнить условие (95). Обычно оно выполняется в анизотропных кристаллах, причем в тех случаях, когда свет распространяется в определенном направлении.

Величина L (96) k получила название длины синхронизма. Если пройденный волнами путь (внутри нелинейной среды) меньше L, то происходит «прямая» перекачка энергии, при больших расстояниях начинается обратная перекачка энергии и эти процессы продолжаются до тех пор, пока волны не выйдут из нелинейной среды.

Процесс перекачки энергии можно проиллюстрировать рисунком 19.

E max E x Х 0 2L 4L Рис. 19. Изменение амплитуды волны второй гармоники при длине нелинейной среды Х.

Кроме «простого» процесса генерации гармоник типа (87), (88), существуют более сложные случаи. Например (см. рисунок 18), обращая опыт. Т.е. пуская на нелинейный кристалл под определенными углами лучи 3 и 4 с разными частотами 1 и 2, можно на выходе (лучи 2, направленные в противоположную сторону), получить излучение на частоте 1 2, то есть смешать два поля с разными частотами. При этом процесс преобразования может быть как спонтанным (относительно слабые поля), так и вынужденным.

Более того, в преобразовании частот возможно смешение «частот» различной физической природы. Например, если достаточно интенсивный свет падает на возбужденный атом или молекулу (с энергией возбуждения E a ), то энергии фотона и атома могут объединяться, в результате чего происходит реакция 1 E (97) и улетающий фотон имеет преобразованную частоту. Возможен и закон сохранения энергии для которого отличается от (97) появлением знака минус. Это процесс, в котором часть энергии фотона затрачивается на возбуждение атома.

Впервые подобный процесс наблюдался в твердых телах при взаимодействии света и колебаний решетки – фононов. Если частота фононов равна q, то новая частота света равна 1 q. (98) Для появления частоты (98) кроме выполнения закона сохранения энергии требуется и второе (пространственное) условие синхронизма. Процесс со знаком минус получил название стоксово рассеяние. Со знаком плюс – антистоксово рассеяние.

Взаимодействие полей различной физической природы обусловлено нелинейными свойствами среды;

в ней электромагнитные и механические волны перестают быть независимыми.

Вспомним, что для наблюдения интерференции света нужен был квадратичный детектор и достаточно когерентные волны. Однако нет запрета на использование нелинейных детекторов, и тогда возможны процессы интерференции ЭМВ разной частоты, не двухлучевой (как обычно), а многолучевой интерференции – например, при сложении трех волн с разными частотами, наконец, интерференция волн разной физической природы.

Более того, для наблюдения нелинейной интерференции не обязательно использовать нелинейный детектор. Сам процесс интерференции может происходить в нелинейной среде, которая одновременно является и детектором.


Нелинейная интерференция весьма похожа на процессы преобразования частот, однако отличается от обычных процессов в нелинейных средах тем, что условия синхронизма значительно смягчаются. Уже нет необходимости использовать анизотропные кристаллы, добиваясь одинаковых скоростей волн разной частоты.

При нелинейной интерференции можно использовать непараллельные пучки ЭМВ, проекции скоростей которых на оптическую ось можно изменять, добиваясь их равенства, за счет изменения углов пересечения пучков.

Лекция 17. ТЕПЛОВОЕ ВОЗДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Воздействие лазерного излучения на вещество зависит от агрегатного состояния вещества, резонансного или нерезонансного характера поглощения, очень сильно зависит от длины волны (с уменьшением частоты волны взаимодействие обычно резко возрастает). Однако большая часть эффектов, индуцированных светом и имеющих технологическое значение, сводится к тепловым воздействиям. Здесь, однако, есть некоторые особенности. Так, при больших длительностях не очень мощных лазерных импульсов подсистемы успевают термолизоваться (перейти в равновесное термодинамическое состояние).

При малых длительностях мощных импульсов – подсистемы термолизоваться не успевают, и их «температуры» могут отличаться друг от друга (например, температура электронного газа может на порядок превышать температуру решетки). Возникают неравновесные процессы. Краткое перечисление таких процессов может включать: тепловое расширение, плавление, испарение или холодную сублимацию вещества, образование дефектов и полостей внутри образца, появление плазмы вблизи его поверхности и т.д.

Есть еще «смешанные» процессы, обусловленные одновременно нагревом и индивидуальным поглощением какой-либо подсистемой энергии одного или нескольких фотонов. Например, ударная ионизация валентной зоны может вызываться «горячим» электроном проводимости, энергия которого превышает ширину запрещенной зоны. А может – электроном, который имеет меньшую энергию, но который одновременно с ионизационным переходом индивидуально поглощает дополнительную энергию нескольких фотонов. Таким же может быть процесс отрыва от поверхности атома (иона) решетки. В случае простого нагрева это – процесс теплового испарения или сублимации (различие в том, что испарение происходит из жидкой фазы, а сублимация – из твердой). Но отрыв атома, т.е.

сублимация, может происходить и при «низких» температурах, без плавления решетки, но с одновременным поглощением фотонов. Иногда такого рода процессы становятся экспериментально наиболее важными.

Аналогичным образом может происходить отрыв от поверхности примесных атомов или ионов.

Рассмотрим вначале классические подходы к описанию квазиравновесных тепловых воздействий лазерного излучения. Даже эта, ограниченная область процессов, весьма разнообразна. Разнообразие связано со многими факторами, которые будут обсуждаться последовательно.

Начнем с изучения металлов. Поглощение света в металле – ярко выраженный поверхностный эффект: вся энергия лазерного излучения (за исключением отраженной части) поглощается в слое, толщина которого порядка длины волны.

В приближении средней энергии температуру слоя можно получить, используя определение теплоемкости:

dQ CdT, (99) где С – теплоемкость, dQ – количество тепла, необходимое для нагрева слоя на абсолютную температуру dT.

Из (99) следует, что температура образца повысится на величину Q T T T0, (100) C если образцу передана энергия (тепло, выраженное численно в джоулях) Q.

Первую оценку Q можно провести по формуле Q N I (1 R)St. (101) Здесь последовательно введены величины: энергия фотона, число поглощенных фотонов, интенсивность излучения, коэффициент отражения, площадь поверхности металла, которая поглощает энергию волны и время нагрева (или длительность лазерного импульса).

В действительности дело обстоит намного сложнее, поскольку теплоемкость С при больших изменениях Т может заметно измениться. Кроме того, «приближение средней энергии» грубое, и оно легко нарушается в толстых образцах, где нужно учитывать теплопроводность и изменение тепловыделения по глубине образца.

Иначе говоря, требуется корректная формулировка уравнения теплопроводности и его решение, что не просто в математическом и физическом отношении. Ниже будут приведены некоторые указания на формулировку задачи.

Проблемы возникают уже при определении Q.

Поскольку это один из ключевых моментов теплового воздействия, рассмотрим его более детально. Вначале рассмотрим случай однородного по поперечному сечению пучка излучения I 0 const. Будем считать, что поглощение линейно по интенсивности и подчиняется закону Бугера (аналогичное рассмотрение можно провести и для нелинейного поглощения), тогда внутри образца I ( z ) (1 R) I 0 exp z. (102) Здесь I (z ) - интенсивность на глубине z (ось z направлена внутрь образца, и е начало лежит на поверхности), I 0 - интенсивность излучения на поверхности, R коэффициент отражения света на данной длине волны, - коэффициент поглощения, который, вообще говоря, зависит от температуры, и, следовательно, от координаты z.

Для вычисления Q надо рассмотреть тонкий слой dz на глубине z, а затем найти изменение интенсивности при прохождении этого слоя dI I ( z) I ( z dz).

Если в этом слое рассмотреть площадку dS, то выделяемая в объеме dzdS за время dt энергия (тепло) будет равна dQr, z, t I r, z I r, z dz ds dt (1 R) I 0 exp z exp ( z dz ) dS dt (103) (1 R) I 0 exp z exp z 1 dz dS dt 1 R I 0 exp zdS dz dt.

И левая, и правая части (103) измеряются в джоулях. Кроме того, в (103) мы разложили экспоненты в ряд:

exp z dz exp z 1 dz dz....

1 (104) Тогда Q Q( z, t ) (1 R) I 0 exp z t z S, (105) и температура, соответственно, увеличивается на величину t (1 R) I 0 exp z z S.

T ( z, t ) T ( z, t ) T0 (106) C Разумеется, это грубая оценка локальной температуры. Пользоваться формулой (106) можно только для очень коротких импульсов, менее длинных, чем время теплопроводности. Для корректного определения этого времени требуется хотя бы записать уравнение теплопроводности, что будет сделано позже.

Уместно сразу же рассмотреть тепловыделение в случае Гауссова лазерного пучка, т.е. пучка r2 t f (r, t ) exp 2 exp 2. (107) r Распределение (107) – это цилиндрический пучок, с найденными в условиях эксперимента пространственной полушириной r0 и длительностью на половинной высоте времени 0. В пучке (107) максимум интенсивности излучения лежит на оси пучка и достигается в момент времени t 0. Иногда удобнее сдвигать пучок по времени, беря в качестве аргумента t t 0 2 / 2. Тогда максимум достигается в момент t 0. Интенсивность пучка в среде равна при этом r2 t I I (r, t ) I (0)(1 R) exp 2 exp 2, (108) r и она учитывает только неотраженную часть волны.

Если поглощение происходит в скин-слое, то, учитывая (108), легко обобщить (103) – (105), записав r2 t Q Q( z, t ) (1 R) I (0) exp z exp 2 exp 2 t z S. (109) r Получив соотношение (109), можно определить локальную температуру прозрачного образца. Однако это имеет смысл делать для чрезвычайно коротких лазерных импульсов, в течение которых теплопроводность не успевает проявиться.

Но и в этом случае мы могли бы получить только «пиковые» температуры, так как механизмы теплопроводности начнут сглаживать температурные скачки. Для получения надежных результатов необходимо сформулировать и решить уравнение теплопроводности, содержащее объемные плотности тепловых источников.

Обозначим объемную плотность тепловых источников r, z, t. Е размерность Дж, эта величина связана с изменением интенсивности или потока энергии (109).

м 3с Для получения е мгновенного значения следует разделить Q на объм dV dzdS и время dt.

Тогда для случая (109) найдем r2 t r, z, t (1 R) I (0) exp zexp 2 exp 2.

dQ (110) r dzdSdt С помощью (110) можно записать стандартное уравнение теплопроводности, которое пригодно для описания реальных технологических задач, учитывающих большинство возникающих в сильных ЭМП эффектов. Например, зависимостей коэффициентов теплопроводности, теплоемкости, отражения света, плотности, коэффициента поглощения от температуры. В конечном итоге это создает основу для описания фазовых превращений в прозрачных средах, вызванных интенсивным лазерным излучением.

Формально вид такого уравнения известен, u div k (u ) grad u r, t.

c(u ) (u ) (111) t Здесь u u(r, t ) - температура образца в рассматриваемой точке в данный момент времени, теплоемкость, плотность и коэффициент теплопроводности зависят от температуры. Поэтому скромное на вид уравнение (111) в действительности весьма сложно и громоздко, что не позволяет надеяться на получение решения без использования мощной вычислительной техники.

Упрощение уравнения (111) возможно симметричных физических задач, скажем, для Гауссовских пучков, когда уравнение принимает вид u 2u 1 u k (u ) u k (u ) u 2u 2 k (u ) 2 r, z, t.

c(u ) (u ) k (u ) 2 k (u ) (112) u r u z t r r z r Видно, что и это уравнение весьма сложно. Для дальнейших упрощений придется использовать ряд чисто физических приближений или моделей. Например, считать некоторые из функции медленно меняющимися. Перспективным представляется деление уравнения (112) на отличный от нуля коэффициент теплопроводности k (u ).

Тогда в уравнении появляются две логарифмические производные, что иногда позволяет пренебречь соответствующими слагаемыми и за счет этого упростить уравнение (логарифмическая производная – медленно меняющаяся функция).

Заметим также, что именно в этом уравнении можно ввести характерное «время теплопроводности» и, сравнивая с ним, выяснить, можно ли лазерные импульсы считать «длинными», или «короткими». Решать уравнения теплопроводности любой формы следует, приведя их к безразмерной форме.

Указанное уравнение позволит давать описание таких тепловых эффектов, как простой нагрев вещества, его плавление и испарение, образование плазмы вблизи поверхности облучаемого образца, инициирования различных химических реакций, сублимации, очистки поверхности от примесей и многих других процессов.

Приведенное выше уравнение является феноменологическим, поскольку оно содержит коэффициенты, найденные экспериментально. В этом одновременно и его недостаток (уравнение не получено из первых принципов квантовой механики и потому нет уверенности, что оно учитывает важные эффекты;

кроме того, неизвестна область применимости такого уравнения). Последовательно полученное полное уравнение намного сложнее.

Лекция 18. ТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Взаимодействие лазерного излучения с веществом и вообще лазерная физика не имели бы столь важного значения, если они не нашли разнообразных применений и в исследованиях физических процессов, и в информационных технологиях, и в промышленности. Даже беглое описание указанных вопросов невозможно из-за их объема. По этой причине мы рассмотрим только последнее, то есть применения лазерного излучения в технологиях. Но и эта тема слишком объемна, что заставляет нас ограничить круг упомянутых тем наиболее известными вопросами и, кроме того, ограничить глубину их теоретического описания. Мы не будем касаться таких важных областей, как использование лазерного излучения в биологии и медицине (хотя в медицине лазерное излучение широко используется в хирургии, в терапии, офтальмологии, стоматологии). Не будем также углубляться в использование лазеров в военном деле – за исключением военного применения в Стратегической оборонной инициативе (СОИ, США).

Начнем с перечисления лазерно-технологических приемов в машиностроении и близких областей обработки различных материалов.

Одно из первых применений лазерного излучения – в часовой промышленности.

С помощью импульсного рубинового лазера изготовлялись рубиновые подшипники для часовых механизмов. Такие же подшипники начали изготовляться для других точных приборов. Аналогичные приемы использовались для обработки алмазов и твердотельных сплавов, в результате чего были получены фильеры, протяжка через которые заготовок позволяла получить весьма тонкие проволоки.

Если вначале создание подшипников и фильер было делом экзотическим, то немного позже сверление отверстий в различных материалах, в том числе хрупких и твердых стало обычной технологической процедурой. Отношение глубины лунки при сверлении к е диаметру достигало 10. При этом речь шла о сверлении отверстий малых диаметров, например, при изготовлении форсунок или жиклеров для автомобильной промышленности.

Близкой технологической задачей был раскрой тонколистовых материалов.

Здесь возможности использования лазерного излучения позволяли вырезать детали с отверстиями и контурами сложной формы. Такие приемы использовались не только в машиностроении, но при изготовлении одежды и резке стекла, либо картона. По заданному лекалу с помощью лазерного излучения резалась стопка из десятков плоских листов (например, ткани). При этом приходилось создавать специальные программы, управляющие режущей лазерной головкой.

Создание мощных газодинамических лазеров непрерывного действия позволило проводить резку и другую механическую обработку толстых (десятки сантиметров) стальных заготовок. Интересно, что обработка «черных» металлов происходила легче, чем «цветных». Так, трудно обрабатывать медные изделия, что связано с высокой теплопроводностью меди. Высокая теплопроводность не только требует повышенной мощности лазера, но и создает трудности при получении деталей точной формы.

Другим направлением лазерной обработки материалов служил отжиг и закалка поверхностных слоев. Возможность обработки только тонких слоев – уникальная особенность импульсного лазерного излучения. Такая обработка – неравновесный быстропротекающий процесс, ничего общего не имеющий с тепловой обработкой в печи.

Аналогичный процесс, но проводимый в другом режиме позволяет наносить на поверхность геометрический профиль требуемой формы, полировать поверхность и наносить на не условные знаки – маркировать или гравировать изделие. Подобные приемы нашли применение при создании художественных произведений.

Первые установки размерной обработки материалов работали при нормальных атмосферных давлениях и температурных условиях в стандартной атмосфере. Но вскоре было понято, что лучшая эффективность действия излучения достигается в специальной созданной газовой среде. Например, раскрой горючих материалов сопровождался возгоранием материала или, по крайней мере, обугливанием краев разреза. Для того, чтобы избежать обугливания в область разреза стали подавать инертный газ, препятствовавший горению. Напротив, при размерной обработке плохо горящих материалов в область разреза стали подавать кислород, инициируя не просто тепловые процессы, а, вдобавок, химические реакции окисления, что увеличивало эффективность технологического процесса.

Другое направление в технологии обработки материалов – лазерная сварка. Она широко применяется в автомобильной промышленности. Есть специализированные роботы, которые по заданной программе проводят сварку деталей. Такая сварка обычно имеет очень высокое качество, т.к. выполняется очень быстро, строго локально и в наиболее благоприятных режимах.

Воздействие лазерного излучения используется для калибровки электрических сопротивлений, причем калибруется (подгоняется к заданному номиналу) каждый резистор в отдельности. Проводится автоматическая лазерная микросварка как внутренних частей микросхем, так и их монтаж на электронных платах.

Широкое применение получили методы лазерного напыления специальных покрытий: упрочняющих, снижающих износ и трение, декоративных.

Разработаны лазерные методы создания алмазоподобных пленок осаждением углерода из газовой фазы. Однако, возможно, более важным является лазерный процесс графитизации алмазоподобных структур. Локальный нагрев алмаза и смешанный процесс «нагрев + поглощение энергии фотона» позволяет быстро переводить углерода из состояния «алмаз» в состояние «графит». С помощью этого принципиально важного технологического приема можно создавать на образце различные микроструктуры – линзы Френеля, линии задержки и т.п. Ценность такого приема в том, что механическая обработка графита несравненно легче, чем обработка алмаза. А алмаз уже сейчас начинает использоваться для создания не только оптических элементов, но и как теплоотводящие устройства, необходимые для работы, например, компьютеров в особо жестких режимах.

Другая очень большая область применения лазерного излучения – лазерная химия. С помощью лазерного излучения можно как расщеплять молекулы, так и создавать новые. Эти реакции проводят как в газах, так и в жидкостях. Уже упоминались реакции осаждения углерода из лазерной плазмы (осаждение в виде алмазоподобной пленки). Возможно лазерное уничтожение вредных соединений.

Лазерное излучение используется для ускорения полимеризации этилена. Процесс одновременного воздействия тепла и поглощения лазерного фотона может ускорять химическую реакцию окисления азота – одну из важнейших реакций неорганической химии. При этом температура, при которой происходит окисление может быть значительно снижена. В принципе, это «индивидуальное» воздействие фотонов должно наблюдаться при протекании любых эндотермических реакций.

Подобные смешанные процессы возможны и при фазовых переходах тапа «алмаз – графит».

Использование мощного лазерного излучения можно применить для разделения изотопов. Это может показаться странным, но похожие методы примеряются для глубокого охлаждения газов. Известно, например, что пары цезия, помещенные в магнитную ловушку в вакууме, были охлаждены до температур в милликельвины.

Важным достижением является получение и исследование лазерной плазмы. В Физическом институте Академии наук СССР (России) была создана лазерная установка для исследования термоядерной реакции. Несколькими лазерными пучками, сфокусированными на мишень из дейтерита лития, мишень испарялась и переводилась в плазменное состояние. Реактивное давление испаряющихся частиц и световое давление обжимало оставшуюся часть мишени, не давая ей разлететься.

К сожалению, мощности этой лазерной установки было недостаточно для начала термоядерной реакции.

Подобная установка, но гораздо больших размеров была создана в США. Она получила название «Фабрика фотонов» (Nation Ignitron Facility. В Lawrence Livermore National Laboratory, где когда-то были созданы первые ядерные бомбы).

Это одно-трех этажное здание шириной около 40 и длиной более 60 метров.

Основной объем здания занят задающим лазером и громадным количеством усилителей лазерного излучения на неодимовом стекле. Размеры стеклянных блоков усилителей достигают длины 1 метра при сечении 40 х 40 сантиметров.

Инфракрасное излучение неодимового лазера преобразуется в ультрафиолетовое излучение, которое фокусируется внутрь капсулы с характерными размерами порядка 1 сантиметр. По доложенным на конференции “Laser-induced damage in optical materials”, Boulder, Colorado, USA, удалось добиться увеличения плотности железа до 90 / 3. Это нестабильное состояние вещества, но современные методы изучения дают возможность исследовать его основные свойства. На конференции было сказано, что одной из целей исследований является проведение опытов с плутонием – его сжатие до плотностей, при которых может произойти микроядерный взрыв. Такие взрывы не запрещены соглашениями, но они могли бы позволить США вести моделирование ядерных взрывов и проверять боеготовность ядерного оружия.

Другое почти фантастическое применение лазерного излучения – разработка лазера с ядерной накачкой для СОИ (по-видимому, не реализовано).



Pages:     | 1 || 3 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.