процессы взаимодействия электромагнитного излучения с веществом, сопровождающиеся поглощением или испусканием (или тем и другим) нескольких электромагнитных квантов (
Фотонов) в элементарном акте.
Основная трудность наблюдения М. п. - их чрезвычайно малая вероятность по сравнению с однофотонными процессами. В оптическом диапазоне до появления
Лазеров наблюдались только двухфотонные
процессы при рассеянии света: резонансная флуоресценция (см.
Люминесценция)
, релеевское рассеяние света,
Мандельштама - Бриллюэна рассеяние и
Комбинационное рассеяние света. При резонансной флуоресценции (
рис., а) атом или молекула поглощают в элементарном акте одновременно один фотон возбуждающего излучения
ћω
1 и испускают один фотон
ћω
2 той же самой энергии. Рассеивающий атом при этом снова оказывается на том же самом уровне энергии
E1. В элементарном акте бриллюэновского и комбинационного рассеяний в результате поглощения и испускания фотонов рассеивающая частица оказывается на уровне энергии, удовлетворяющем закону сохранения энергии для всего двухфотонного процесса в целом: увеличение энергии частицы
E2 -
E1 равно разности энергий поглощённого и испущенного фотонов
ћω
1 -
ћω
2 (
рис., б). После появления лазеров стало возможным наблюдение процессов многофотонного возбуждения, когда в элементарном акте одновременно поглощается несколько фотонов возбуждающего излучения (
рис., в). Так, при двухфотонном возбуждении атом или молекула одновременно поглощают два фотона
ћω
1 и
ћω
2 и оказываются в возбуждённом состоянии с энергией
E2 =
E1 + (
ћω
1 +
ћω
2) (см.
Вынужденное рассеяние света, Нелинейная оптика)
.
Представление о М. п. возникло в квантовой теории поля (См.
Квантовая теория поля) для описания взаимодействия излучения с веществом. Это взаимодействие описывается через элементарные однофотонные акты поглощения и испускания фотонов, причём
р-приближению теории возмущений соответствует элементарный акт с одновременным участием
р фотонов;
р-фотонный переход можно рассматривать как переход, происходящий в
р этапов через
р - 1 промежуточных состояний системы: сначала поглощается (или испускается) один фотон и система из состояния
E0 переходит в состояние
E1, затем поглощается (или испускается) второй фотон и система оказывается в состоянии
E2 и т. д.; наконец, в результате
р элементарных однофотонных актов система оказывается в конечном состоянии
Eр.
В случае М. п. с поглощением или вынужденным испусканием р фотонов одинаковой частоты ω величина вероятности перехода пропорциональна числу фотонов этой частоты в степени р, т. е. интенсивности излучения в этой степени.
Вероятность М. п. с участием
р фотонов отличается от вероятности М. п. с участием (
р - 1) фотона множителем, который в оптическом диапазоне для нерезонансных разрешенных дипольных электрических переходов (см.
Квантовые переходы)
Многофот
онные проц
ессы (
Есв/Еат)
2, где
Есв - амплитуда напряжённости электрического поля излучения,
Еат - средняя напряжённость внутриатомного электрического поля (Многофот
онные проц
ессы 10
9 в/см)
. Для всех нелазерных источников излучения
Есв <<
Еат и с увеличением числа фотонов вероятность перехода резко уменьшается. В случае лазерных источников уже достигнуты столь большие плотности мощности излучения (10
15 вт/см2)
, что
Есв/Еат Многофот
онные проц
ессы 1 и вероятности М. п. с участием большого числа фотонов становятся сравнимыми с вероятностями однофотонных переходов.
Правила отбора для М. п. отличны от правил отбора для однофотонных. В системах с центром симметрии дипольные электрические переходы с участием чётного числа фотонов разрешены только между состояниями с одинаковой чётностью, а с участием нечётного числа фотонов - между состояниями с разной чётностью. На новых правилах отбора для М. п. основано одно из наиболее принципиальных применений М. п. - многофотонная спектроскопия. Измерение спектров многофотонного поглощения позволяет оптическими методами исследовать энергетические состояния, возбуждение которых запрещено из основного состояния в однофотонных процессах.
В отличие от однофотонных процессов, закон сохранения энергии при М. п. может быть выполнен при результирующем переходе атома из более низкого в более высокое энергетическое состояние не только с поглощением, но и с испусканием отдельных фотонов. Поэтому М. п. лежат в основе методов преобразования частоты излучения лазеров и создания новых перестраиваемых по частоте лазерных источников излучения (генераторов гармоник, генераторов комбинационных частот, параметрических генераторов света (См.
Параметрические генераторы света) и т. п.). На основе М. п. возможно также создание перестраиваемых по частоте источников мощного оптического излучения.
Лит.: Бонч-Бруевич А. М., Ходовой В. А., Многофотонные процессы, "Успехи физических наук", 1965, т. 85, в. 1, с. 3-67; их же, Многофотонные процессы в оптическом диапазоне, "Изв. АН БССР, сер. физико-математических наук", 1965, № 4, с. 13-32.
В. А. Ходовой.
Схемы квантовых переходов для двухфотонных процессов; а - в случае резонансной флуоресценции; б - комбинационного рассеяния и рассеяния Мандельштама - Бриллюэна; в - двухфотонного возбуждения.