Реферат: Лавинный разряд

Л

ЛАВИННЫЙ РАЗРЯД, электричес­кий разряд в газе, в к-ром возникаю­щие при ионизации эл-ны сами произ­водят дальнейшую ионизацию. Сог­ласно теории Л. р. (англ. физик Дж. С. Таунсенд, 1901), каждый эл-н на единице длины пути к аноду произво­дит  актов ионизации ( — первый коэфф. Таунсенда). Ионизация в т о р и ч н ы м и эл-нами приводит к экс­поненциальному росту числа эл-нов, достигающих анода. Благодаря вос­производству положит. ионами новых эл-нов несамостоят. разряд переходит в самостоятельный. В дальнейшем теория была усовершенствована с учё­том объёмного заряда и диффузии но­сителей заряда, но осн. её черты сохра­нились для описания стационарных Л. р. низкого давления (тлеющего и дугового). При давлениях, близких к атмосферному, и более высоких ла­винный механизм обусловливает явле­ния пробоя электрического. Разряды такого типа объясняются теорией стримеров.

• Грановский В. Л., Электрический ток в газе. Установившийся ток, М., 1971.

Л. А. Сена.

^ ЛАГРАНЖА УРАВНЕНИЯ, 1) в гид­ромеханике — ур-ния движения жид­кости (газа) в переменных Лагранжа, к-рыми являются координаты ч-ц сре­ды. Получены франц. учёным Ж. Лагранжем (J. Lagrange; ок. 1780). Из Л. у. определяется закон движения ч-ц среды в виде зависимостей коорди­нат от времени, а по ним находятся траектории, скорости и ускорения ч-ц. Обычно этот путь исследования оказывается достаточно сложным, и при решении большинства гидромеханич. задач используют Эйлера уравнения гидромеханики. Л. у. приме­няют гл. обр. при изучении колебат. движений жидкости.

Л. у. являются ур-ниями в частных производных и имеют вид:



где t — время, х, у, z — координаты ч-цы, a1, а2, а3 — параметры, к-ры­ми отличаются ч-цы друг от друга (напр., начальные координаты ч-ц), X, Y, Z — проекции объёмных сил, р — давление,  — плотность.

Решение конкретных задач сводится к тому, чтобы, зная X, Y, Z, а также начальные и граничные условия, най­ти х, у, z, р,  как функции t и a1, a2, a3. При этом надо использо­вать ещё неразрывности уравнение (тоже в переменных Лагранжа) и

336


ур-ние состояния в виде =f(р) (для несжимаемой жидкости =const).

2) В общей механике — ур-ния, при­меняемые для изучения движения механич. системы, в к-рых за величи­ны, определяющие положение систе­мы, выбирают независимые между собой параметры, наз. обобщёнными координатами. Получены Ж. Лагранжем в 1760.

Движение механич. системы можно изучать, используя или непосредст­венно ур-ния, к-рые даёт 2-й закон динамики, или получаемые как след­ствия из законов динамики общие тео­ремы (см. Динамика). В первом случае необходимо решать большое число ур-ний, зависящее от числа точек и тел, входящих в систему; кроме того, эти ур-ния содержат дополнит. не­известные в виде реакций наложен­ных связей (см. Связи механические). Всё это приводит к большим матем. трудностям. Второй путь требует при­менения каждый раз разных теорем и для сложных систем приводит в итоге к тем же трудностям.

Л. у. дают для широкого класса механич. систем единый и достаточно простой метод составления ур-ний движения. Большое преимущество Л. у. состоит в том, что число их равно числу степеней свободы системы и не зависит от кол-ва входящих в систему точек и тел. Напр., машины и меха­низмы состоят из многих тел (деталей), а имеют обычно одну-две степени сво­боды; следовательно, изучение их дви­жения потребует составления лишь одного-двух Л. у. Кроме того, при идеальных связях из Л. у. автомати­чески исключаются все неизвестные реакции связей. По этим причинам Л. у. широко используются при ре­шении мн. задач механики, в частности в динамике машин и механиз­мов, в теории колебаний, теории гиро­скопа. В случае, когда на систему дей­ствуют только потенциальные силы, Л. у. приводятся к виду, позволяю­щему использовать их (при соответ­ствующем обобщении понятий) не только в механике, но и в др. областях физики.

Для голономных систем Л. у. в общем случае имеют вид:

(d/dt)(дT/дq'i)-дT/дT/qi=Qi (i=1, 2, 3,...n) (1)

где qi — обобщённые координаты, чис­ло к-рых равно числу n степеней сво­боды системы, q'i— обобщённые ско­рости, Qi— обобщённые силы, Т — кннетич. энергия системы, выражен­ная через qi и q'i.

Для составления ур-ний (1) надо найти выражение Т (qi, q'i,t) и опре­делить по заданным силам Qi. После подстановки Т в левые части ур-ния (1) будут содержать координаты qi и их первые и вторые производные по времени, т. е. будут дифф. ур-ниями 2-го порядка относительно qi. Интегрируя эти ур-ния и определяя постоянные интегрирования по начальным или краевым условиям, на­ходят зависимости qi(t), т.е. закон движения системы в обобщённых коор­динатах.

Когда на систему действуют только потенц. силы, Л. у. принимают вид:

(d/dt)(дL/дq'i)-дL/дqi=0 (i=1, 2,...,n) (2)

где L= Т -П — т. н. Лагранжа функция, а П — потенц. энергия си­стемы. Эти ур-ния используются и в др. областях физики — электроди­намике, статистич. физике и др.

Ур-ния (1) и (2) наз. ещё Л. у. 2-го рода. Кроме них, есть Л. у. 1-го рода, имеющие вид обычных ур-ний в де­картовых координатах, но содержа­щие вместо реакций связей пропорцио­нальные им неопределённые множите­ли. Особыми преимуществами эти ур-ния не обладают и используются редко, гл. обр. для отыскания реак­ций связей, когда закон движения си­стемы найден другим путём, напр. с помощью ур-ний (1) или (2).

• К о ч и н Н. Е., К и б е л ь И. А., Р о з е Н. В., Теоретическая гидромеханика, 6 изд., ч. 1, М., 1963. См. также лит. при ст. Механика.

С. М. Тарг.

ЛАГРАНЖА ФУНКЦИЯ (кинетиче­ский потенциал), характеристич. функ­ция L(qi, q'i, t) механич. системы, выраженная через обобщённые коор­динаты qi, обобщённые скорости q'i и время t. В простейшем случае кон­сервативной системы Л. ф. равна раз­ности между кинетич. Т и потенциаль­ной П энергиями системы, выражен­ными через qi и q'i, т. е. L=T(qi, q'i,t) -Пqi;. Зная Л. ф., можно с помощью наименьшего действия принципа составить дифф. ур-ния движения механич. системы.

Понятие «Л. ф.» распространяется также на системы с бесконечным числом степеней свободы — классичес­кие поля физические; при этом обоб­щёнными координатами и импульсами явл. значения ф-ции поля и их про­изводные по времени в каждой точке пространства-времени. Как и в классич. механике, посредством принципа наименьшего действия Л. ф. опреде­ляет для поля ур-ния движения. Важ­ным св-вом Л. ф. явл. релятивистская инвариантность её плотности (величи­ны Л. ф. в ед. объёма поля) и др. св-ва её симметрии. Каждой из симметрии со­ответствует закон сохранения нек-рой физ. хар-ки. Так, неизменности отно­сительно калибровочной симметрии соответствует сохранение заряда и т. д. (см. Сохранения законы).

ЛАГРАНЖИАН, аналог Лагранжа функции классич. физ. поля в квант. теории поля (КТП). Ф-ции, описы­вающие поле, в КТП заменяются соответствующими операторами, так что Л. явл. оператором. Его вид свя­зан с ф-цией Лагранжа для классич. поля соответствия принципом. Л. полностью определяет теорию, т. е. позволяет найти ур-ние для взаимо­действующих квант. полей и, в принципе, определить матрицу рассея­ния. Лагранжев подход более общий, чем гамильтонов (см. Гамильтониан), в частности он справедлив и в нелока­льных теориях полей, в к-рых гамиль­тонов метод неприменим. Иногда тер­мин «Л.» относят также к ф-ции Лагранжа для классич. полей.

• См. лит. при ст. ^ Квантовая теория поля. А. В. Ефремов.

ЛАДДЕТРОН, см. в ст. Электроста­тический генератор.

ЛАЗЕР (оптический квантовый ге­нератор), устройство, генерирующее когерентные эл.-магн. волны за счёт вынужденного испускания или вынуж­денного рассеяния света активной средой, находящейся в оптич. резона­торе. Слово «Л.» — аббревиатура слов англ. выражения «Light Amplification by Stimulated Emission of Radia­tion» — усиление света вынужденным излучением. Существующие Л. охваты­вают широкий диапазон длин волн  — от УФ до субмиллиметрового (см. табл. на стр. 338 и рис. на цветной вклейке к стр. 528). Первым был ру­биновый Л., созданный Т. Мейманом (США) в 1960. Когерентность и на­правленность — осн. хар-ки излуче­ния Л., вынужденное излучение и об­ратная связь — гл. процессы, приво­дящие к генерации. Существуют так­же Л.-усилители, в к-рых усиление приходящих извне эл.-магн. волн осу­ществляется при отсутствии обратной связи. В нек-рых лазерных системах вслед за Л.-генератором следует один или неск. Л.-усилителей.

До создания Л. когерентные эл.-магн. волны существовали практичес­ки лишь в радиодиапазоне, где они возбуждались генераторами радио­волн. В оптич. диапазоне имелись лишь некогерентные источники, из­лучение к-рых представляет суперпо­зицию волн, испускаемых множеством независимых микроскопич. излуча­телей. В этом случае фаза результи­рующей волны изменяется хаотичес­ки, излучение занимает значит. диа­пазон  и обычно не имеет определён­ного направления в пр-ве.

С квант. точки зрения излучение нелазерных источников света склады­вается из фотонов, испускаемых неза­висимо отд. ч-цами, причём их испу­скание происходит спонтанно, в произвольных направлениях, в слу­чайные моменты времени, а длина волны, возникающей при сложении множества актов испускания, не имеет точно определённого значения и ле­жит в пределах, зависящих от разбро­са индивидуальных св-в излучающих микросистем (см. Спонтанное излуче­ние, Источники оптического излу­чения). Действие Л. основано на вы­нужденном испускании фотонов под действием внешнего электромагнит­ного поля (см. Квантовая электро­ника).

337


^ НЕКОТОРЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ЛАЗЕРОВ РАЗНЫХ ТИПОВ



Вероятность вынужденного испус­кания для системы, находящейся в возбуждённом состоянии ξ2, пропорц. спектр. плотности излучения () действующей волны и равна вероят­ности поглощения для системы, находящейся в ниж. состоянии ξ1. При термодинамич. равновесии в ан­самбле, состоящем из большого кол-ва ч-ц, каждая из к-рых может находить­ся только, напр., в двух энергетич. состояниях ξ1 и ξ2, числа ч-ц n1 и N2, находящихся в этих состояниях, определяются распределением Больц­мана, причём N2 < n1. Поэтому в обычных (равновесных) условиях вещество поглощает эл.-магнитные волны, хотя для единичного акта вероятность вынужденного испуска­ния фотона равна вероятности его поглощения, полная вероятность поглощения, пропорц. числу n1 ч-ц на ниж. уровне, больше вероятности вынужденного испускания, пропорц.

числу N2 ч-ц на верх. уровне. Погло­щение может уступить место усиле­нию эл.-магн. волны при её распрост­ранении сквозь в-во, если N2 > n1. Такое состояние в-ва наз. инверсным (обращённым), или состоянием с инверсией населённостей, и не явля­ется равновесным.

Если через среду с инверсией насе­лённости проходит эл.-магн. волна с частотой =(ξ2-ξ1) ћ, то по мере её распространения в среде интен­сивность волны будет возрастать за счёт актов вынужденного испуска­ния, число к-рых N2 превосходит число актов поглощения N1. Уве­личение интенсивности волны (уси­ление) обусловлено тем, что фотоны, испускаемые в актах вынужденного излучения, неотличимы от фотонов, образующих эту волну (рис. 1). Уси­ление эл.-магн. волны за счёт вынуж­денного испускания приводит к экспоненциальному закону роста её интенсивности I по мере увеличения длины пути z, пройденного волной в в-ве: I = I0exp(z), где I0 — интенсивность входящей волны,  ~ (N2-n1) — коэфф. квант. усиления, В реальном в-ве наряду с усилением неизбежны потери, связанные с не­резонансным поглощением, рассея­нием и т. п. Если ввести для описания суммарных потерь коэфф. потерь , то I=I0exp[(-)z].

В-во, приведённое к.-л. образом в инверсное состояние, неизбежно воз­вратится в равновесное состояние — релаксирует (см. Релаксация). При этом избыточная энергия выделяется в виде фотонов (излучательные переходы) или переходит в теп­ловую энергию (б е з ы з л у ч а т е л ь н ы е п е р е х о д ы). Спонтан­ное испускание фотонов в процессе релаксации явл. сущностью люминес­ценции. Свет люминесценции, распространяясь в инвертированной среде (при <), усиливается за счёт актов вынужденного испускания (сверхлюминесценция).



^ Рис. 1. Усиление световой волны в активной среде.

338


Мощность W сверхлюминесценции зависит от размеров l среды вдоль направле­ния наблюдения. Сверхлюминесценция отличается от обычной люминес­ценции большей яркостью, более уз­ким спектром и частичной когерент­ностью. Для превращения сверхлюмииесценции в генерацию когерентных волн необходимо наличие обратной связи, в результате к-рой эл.-магн. волна, испущенная ч-цами инвертиро­ванной среды, многократно вызывает в этой среде новые акты вынужденного испускания точно таких же волн. I! оптич. диапазоне обратную связь осуществляют применением той или той комбинации отражателей, напр. зеркал.

Л. содержит три осн. компонента: активную среду (активный элемент), в к-рой создают инверсию населённостей; устройство для создания инвер­сии в активной среде (система накач­ки); устройство для обеспечения поло­жит. обратной связи (оптич. резона­тор). Простейший оптич. резонатор (резонатор Фабри — Перо) состоит из двух плоских зеркал, расположенных параллельно. В оптич. резонаторе мо­жет существовать множество собств. стоячих волн, отличающихся тем, что для каждой из них между зеркалами укладывается целое число полуволн (см. Оптический резонатор).

Процесс генерации. После того как в активном элементе, расположенном внутри резонатора, достигнуто состоя­ние инверсии, в нём возникают многочисл. акты люминесценции. Фотоны вызывают в активной среде сверхлюминесценцию. Те фотоны, к-рые были первоначально испущены перпендикулярно оси резонатора, по­рождают лишь короткие дуги сверх­люминесценции в этих направлениях. Фотоны, спонтанно испущенные вдоль осп резонатора, многократно отра­жаются от его зеркал, вновь и вновь проходя через активный элемент и вы­зывая в нём акты вынужденного ис­пускания (рис. 2). Генерация начина­ется в том случае, когда увеличение энергии волны за счёт усиления превосходит потери энергии за каждый проход резонатора.



^ Рис. 2. Активная среда в оптич. резонаторе.


Условия начала генерации (порог генерации) определяются равенством 0-0=0, где

— пороговое значение коэфф. усиления активного элемента, 0 — коэфф. полных потерь эл.-магн. энергии за один проход.

I! начале возникновения генерации . в нём одновременно и независимо

усиливается множество волн, порождённых отд. фотонами, испущенными спонтанно вдоль оси резонатора. Фазы этих волн независимы между собой, но когерентность каждой из них и их интенсивность постоянно увеличиваются за счёт процессов вы­нужденного испускания. В ходе вза­имной конкуренции этих волн решаю­щую роль приобретает соотношение между  и размерами резонатора. Во время первого пролёта усиливаются все фотоны, испущенные в результате спонтанных процессов. Однако после отражения от зеркал в преимуществ. положении оказываются лишь те фо­тоны, для к-рых выполняются усло­вия возникновения стоячих волн. Их длины волн соответствуют нор­мальным колебаниям резонатора — модам, интенсивность к-рых быстро увеличивается. В наиболее благопри­ятных условиях оказываются те из мод резонатора, для к-рых  совпа­дает с вершиной спектр. линии актив­ной среды или расположена вблизи её вершины. Интенсивность таких волн возрастает (вероятность вынужден­ного испускания пропорц. интенсив­ности вынуждающей волны) лавино­образно, подавляя усиление волн, удалённых от вершины спектр. линии. В результате возникает когерентное



^ Рис. 3. Спектр. линия активной среды (ли­ния усиления) и моды оптич. резонатора.


излучение, направленное вдоль оси резонатора и содержащее лишь не­большое кол-во мод резонатора (рис. 3).

Для достижения наивысшей коге­рентности излучения стремятся к одномодовому режиму генерации, при к-ром в пределах спектр. линии ак­тивной среды оказывается лишь одна из мод резонатора. Для этого в резо­натор обычно вводят дополнит. се­лектирующий элемент (призму опти­ческую, дифракционную решётку, второй резонатор и т. п.), выделяю­щий одну из мод резонатора и подав­ляющий остальные. В длинноволновой части ИК диапазона одномодовую генерацию можно получить уменьше­нием длины резонатора.

Накачка. В зависимости от способа осуществления инверсии населённо­сти можно получить непрерывную и импульсную генерацию. При непре­рывной генерации инверсия в актив­ной среде поддерживается длит. время за счёт внеш. источника энергии. Для осуществления импульсной гене­рации инверсия возбуждается импуль­сами. При непрерывной генерации ла­винообразный рост интенсивности вынужденного излучения ограничивается нелинейными процессами в ак­тивном в-ве и мощностью источника накачки. В результате этих ограниче­ний в активном в-ве возникает т. н. насыщение — кол-во актов вы­нужденного испускания становится равным кол-ву актов поглощения, т. к. число ч-ц на верх. и ниж. энергетич. уровнях выравнивается и рост интен­сивности волны прекращается.

Потери энергии в Л. складываются из внутр. потерь (напр., из-за погло­щения и рассеяния света в активной среде, зеркалах и др. элементах Л.) и за счёт вывода части генерируемой энергии сквозь зеркала резонатора, одно из к-рых для этого должно быть полупрозрачным (или иметь излучаю­щее отверстие).

Способы достижения и поддержания инверсии в активной среде Л. зависят от её структуры. В тв. телах и жид­костях используется гл. обр. оптич. накачка — освещение активного эле­мента спец. лампами сфокусирован­ным солнечным излучением или излу­чением др. Л. (табл.). В этом случае необходимо, чтобы в процессе оптич. накачки участвовало по крайней мере три энергетич. уровня рабочих ч-ц (обычно ионов или молекул). Если роль верх. уровня играет широкая полоса поглощения, это позволяет использовать значит. часть спектра нелазерного источника накачки.



^ Рис. 4. Возбуждение генерации: а — в трёх­уровневой системе; б — в четырёхуровневой системе.


Ни­же должен располагаться узкий (метастабильный) уровень (рис. 4, а), время жизни к-рого (ср. время до спонтанного испускания фотона ч-цей, попавшей на этот уровень) велико.

339


Такая ситуация обеспечивает возмож­ность накопления большого числа ч-ц на метастабильном уровне. Для до­стижения порога генерации необхо­димо, чтобы плотность ч-ц на метастабильном уровне превышала их плот­ность на основном (нижнем) уровне, с к-рого для этого требуется возбудить более 50% ч-ц. Наиболее распростра­нённой трёхуровневой средой для Л. явл. рубин (корунд Аl2O3 с приме­сью ионов Cr'3+ , см. Твердотельные лазеры).

Значительно легче достигается порог генерации в активных средах, работающих по четырёхуровневой схеме (рис. 4, б). Между метастабильным и осн. уровнями имеется про­межуточный — «нижний рабочий уровень», к-рый должен быть распо­ложен настолько выше основного, чтобы в условиях термодинамич. рав­новесия он был заселён достаточно слабо. При этом порог генерации до­стигается, когда населённость метастабильного уровня превосходит на­селённость ниж. рабочего уровня. Т. о., на осн. уровне может оставать­ся более 50% ч-ц, что существенно снижает требования к источнику на­качки. Наиболее эффективным четы­рёхуровневым ионом явл. трёхвалент­ный ион неодима Nd3+ , введённый в состав спец. сортов стекла или кристаллов.

Мощные газовые Л. также обычно работают по четырёхуровневой схеме. Для возбуждения газовых лазеров оптич. накачка применяется редко, т. к. для газов существуют более эф­фективные методы: электрич. разряд, газодинамич. истечение (газодинами­ческий лазер), хим. реакции (хими­ческий лазер) и др., обеспечивающие высокие мощности до сотни кВт. Возбуждение полупроводниковых ла­зеров производят непосредственно пост. током (инжекционные лазеры), пучком эл-нов, оптич. накачкой и др. (табл.).

Режимы генерации. Импульсный ре­жим работы Л. обусловлен обычно импульсным режимом возбуждения, но может быть связан и с условиями генерации. Если не приняты спец. меры, то в режиме импульсного воз­буждения возникает т. н. р е ж и м с в о б о д н о й г е н е р а ц и и, при к-ром процесс генерации развива­ется, как указано выше, а после прекращения импульса возбуждения генерация прекращается. В зависимо­сти от мощности и длительности им­пульса возбуждения начало генерации запаздывает относительно начала им­пульса возбуждения, и генерация мо­жет пойти на убыль, не достигнув стационарного состояния.

Особый практич. интерес представ­ляет режим т. н. гигантских импульсов, для получения к-рых используется метод м о д у л я ц и и д о б р о т н о с т и р е з о н а т о р а Л. Напр., перед импульсом возбуж­дения Л. закрывают одно из зеркал резонатора спец. оптическим затво­ром, нарушая положит. обратную связь. В этих условиях генерация невозможна и включение импульса возбуждения приводит к монотонному нарастанию инверсии в активной среде Л. Величина энергии возбуждения, за­пасаемая в ед. объёма активной среды, пропорц. плотности активных ч-ц и ограничивается только процессом сверхлюминесценции. Открыв затвор в конце импульса возбуждения, т. е. включая механизм обратной связи, создают условия быстрого развития генерации, к-рая реализуется в виде короткого мощного (гигантского) им­пульса. Длительность таких импуль­сов и их энергия зависят от скорости включения затвора и св-в активной среды. Обычные значения: длитель­ность 20—50 нс, энергия — от долей до сотен Дж.

Для получения сверхкоротких мощ­ных лазерных импульсов применя­ются затворы в виде кювет, наполнен­ных р-ром спец. красителей, быстро (и обратимо) просветляющихся (выцве­тающих) под влиянием излучения ак­тивной среды. Такой затвор, поме­щённый в резонатор Л., нарушает обратную связь. Импульс возбужде­ния вызывает накопление энергии в активной среде и возникновение сверхлюминесценции. Интенсивность хаотич. импульсов сверхлюминесценции быстро возрастает. Когда один из них окажется достаточно мощным, чтобы вызвать просветление затвора, возникает лавинообразное развитие генерации. При этом фазы генерации всех мод резонатора оказываются вза­имно связанными так, что все генери­руемые волны складываются, образуя сверхкороткий импульс, длительность к-рого может составлять всего едини­цы и даже доли нс. Энергия, забирае­мая таким импульсом из активной сре­ды, обычно составляет лишь малую долю запасённой в среде энергии, поэтому первый импульс, отразив­шись от зеркал резонатора, многократ­но пробегает между ними, образуя последовательность сверхкоротких импульсов, следующих один за дру­гим через время, определяемое разме­рами резонатора (временем двойного пробега светового импульса между зеркалами). Применяя дополнит. устройства, удаётся выделить один из сверхкоротких импульсов.

^ Применения лазеров многообраз­ны. Способность Л. концентрировать световую энергию в пространстве, во времени и в спектр. интервале мо­жет быть использована двояко: 1) нерезонансное вз-ствие мощных све­товых потоков с в-вом в непрерывном и импульсном режимах (лазерная технология, лазерный термоядерный синтез и др.); 2) селективное воздей­ствие на атомы, ионы, молекулы и мол. комплексы, вызывающие процессы

фотодиссоциации, фотоионизации, фотохим. реакции (см. ^ Лазерная хи­мия, Лазерное разделение изотопов и др.). Для лазерного способа ввода энергии в в-во характерны точная локализация, дозированность и сте­рильность. Технологич. процессы (сварка, резка и плавление металлов) осуществляются гл. обр. газовыми Л., обладающими высокой ср. мощно­стью. В металлургии Л. позволяет получить сверхчистые металлы, вып­лавляемые в вакууме или в контроли­руемой газовой среде. Для точечной сварки используются и твердотель­ные Л. Сверхкороткие импульсы при­меняются для изучения быстропротекающих процессов, сверхскоростной фотографии н т. п. Сверхстабильные Л. явл. основой оптич. стандартов ча­стоты, лазерных сейсмографов, гра­виметров и др. точных физ. приборов. Л. с перестраиваемой частотой (напр., Лазеры на красителях) про­извели революцию в спектроскопии, существенно повысили разрешающую способность и чувствительность метода вплоть до наблюдения спектров отд. атомов (см. Лазерная спектроскопия Нелинейная спектроскопия).

Л. применяются в медицине как бескровные скальпели, при лечении глазных и кожных заболеваний и др. Лазерные локаторы позволяют конт­ролировать распределение загрязне­ний в атмосфере на разл. высотах, определять скорость возд. течений, темп-ру и состав атмосферы. Лазер­ная локация планет уточнила значе­ние астрономич. постоянной и способ­ствовала уточнению систем косм. навигации, расширила знания об ат­мосферах и строении поверхности пла­нет, позволила измерить скорость вращения Венеры и Меркурия. Лазер­ная локация существенно уточнила хар-ки движения Луны и планеты Венера по сравнению с астрономич. данными (см. Оптическая связь).

^ С появлением Л. связано рождение таких новых разделов физики, как нелинейная оптика и голография. Проблему управляемого термоядер­ного синтеза пытаются решить путём использования Л. для нагрева плаз­мы.

• Ш а в л о в А., Ф о г е л ь С., Д а л б е р д ж е р Л., Оптические квантовые генера­торы (лазеры), пер. с англ., М., 1962; Спра­вочник по лазерам, под ред. А. М. Прохоро­ва, пер. с англ., т. 1—2, М., 1978;

Л е т о х о в В. С., Селективное действие лазерного излучения на вещество, «УФН», 1978, т. 12S, в. 1, с. 57; О'Ш и а Д., К о л л е н Р., Р о д с У., Лазерная техника, пер. с англ., М., 1980; З в е л т о О., Физика лазеров, пер. с англ., М., 1979.



М. Е. Жаботинский.

^ ЛАЗЕРНАЯ ИСКРА, то же, что световой пробой.

ЛАЗЕРНАЯ ПЛАЗМА, плазма, возникающая при развитии ионизации газа под действием мощного сфоку­сированного лазерного излучения. Л. п., образующаяся при световом пробое (л а з е р н о й и с к р е) газов, при атм. давлении имеет темп-ру ~2•104К, т.е. явл. низкотемпера-

340


турной плазмой. Свободная передача энергии через пр-во, присущая оптич. диапазону частот, перспективна в практич. применении Л. п. Оптич. разряд (поддерживаемый, напр., др. лазером на СO2) можно локализовать и использовать в качестве стабильного источника света большой яркости; можно получать непрерывную плазменную струю, продувая газ через стабилизированный локализ. разряд. Такое устройство представляло бы «о п т и ч е с к и й п л а з м о т р о н», имеющий ряд преимуществ (возможность выбора места разряда, более высокие темп-ры) перед обычными дуговыми и ВЧ плазмотронами.

При облучении тв. мишени или сжатого газа сфокусированным излучением мощного лазера с модулир. добротностью возникает достаточно высокотемпературная (~107 К) и плотная плазма, в к-рой уже возмож­ны термоядерные реакции. Такая Л. п. перспективна для решения проблемы управляемого термоядерного синтеза.

^ ЛАЗЕРНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, раздел оптич. спектроскопии, методы к-рого основаны на использовании лазерного излучения. Применение монохроматич. излучения лазеров поз­воляет стимулировать квантовые переходы между вполне определён­ными уровнями энергии атомов и мо­лекул (в спектроскопии, использующей нелазерные источники света, изучают спектры, возникающие в результате переходов между громадным числом квант. состояний атомов и молекул). Первые серьёзные лазерные эк­сперименты в спектроскопии были осуществлены после создания доста­точно мощных лазеров видимого диа­пазона, излучение к-рых имеет фикси­рованную частоту. Они были исполь­зованы для возбуждения спектров комбинационного рассеяния света. Принципиально новые возможности Л. с. приобрела с появлением лазеров с перестраиваемой частотой. Л. с. позволила решить ряд важных задач, перед к-рыми спектроскопия обычных источников света была практически бессильна. Высокая монохроматич­ность излучения лазеров с перестраи­ваемой частотой даёт возможность измерять истинную форму спектр. линий в-ва, не искажённую аппарат­ной ф-цией спектрального прибора. Это особенно существенно для спек­троскопии газов в ИК области, где разрешение лучших пром. приборов обычного типа составляет 0,1 см-1, что в 100 раз превышает ширину узких спектр. линий (см. Ширина спектральных линий).

Временная и пространств. когерент­ность лазерного излучения, лежащая в основе методов нелинейной Л. с., позволяет изучать структуру спектр. линий, скрытую обычно доплеровским уширением, вызываемым тепловым движением ч-ц в газе (см. Доплера эф­фект). Благодаря высокой монохро­матичности и когерентности излучение

лазера переводит значит. число ч-ц из основного состояния в возбуждён­ное. Это повышает чув­ствительность регистра­ции атомов и молекул — в 1 см3 в-ва удаётся ре­гистрировать включения, состоящие из 102 атомов или 1010 молекул. Раз­рабатываются методы регистрации отд. атомов и молекул.

Короткие и ультрако­роткие лазерные импуль­сы дают возможность ис­следовать быстропротекающие(~10-6—10-12с) процессы возбуждения, девозбуждения и передачи возбужде­ния в веществе. С помощью импуль­сов направленного лазерного излуче­ния можно исследовать спектры рас­сеяния и флуоресценции атомов и мо­лекул в атмосфере на значительном расстоянии и получать информацию о её составе, а также осуществлять контроль загрязнения окружающей среды, т. н. лазерное зондирование атмосферы. Фокусируя лазерное излу­чение, можно исследовать состав ма­лых количеств в-ва (имеющих размеры порядка длины волны). Это успешно применяется в локальном эмиссион­ном спектральном анализе.

Приборы, применяемые в Л. с., принципиально отличаются от обыч­ных спектр. приборов. В приборах, ис­пользующих лазеры с перестраивае­мой частотой, отпадает необходимость в разложении излучения в спектр с помощью диспергирующих элементов (призм, дифракц. решёток), являю­щихся осн. частью обычных спектр. приборов. Иногда в Л. с. применяют приборы, в к-рых излучение разлага­ется в спектр с помощью нелинейных кристаллов.

•Летохов В. С., Чеботаев В. П., Принципы нелинейной лазерной спектроско­пии, М., 1975; Менке Г., Менке Л., Введение в лазерный эмиссионный микро­спектральный анализ, пер. с нем., М., 1968; Л е т о х о в В. С., Проблемы лазерной спектроскопии, «УФН», 1976, т. 118, в. 2.

В. С. Летохов.

^ ЛАЗЕРНАЯ ХИМИЯ, хим. превра­щения, осуществляемые под воздей­ствием лазерного излучения. Монохро­матичность, направленность и высо­кая интенсивность лазерного излу­чения (см. Лазер) позволяют осущест­влять резонансное воздействие на исходные реагенты или продукты хим. реакций. Это обеспечивает точную локализацию, дозированность, абс. стерильность и высокую скорость ввода энергии в хим. реактор. При этом возможны исключение влияния стенок реактора и воздействие на хим. процессы, происходящие на поверх­ностях раздела фаз, на стенках реак­тора и т. п.

Если благодаря релаксац. процес­сам селективность лазерного возбуж­дения теряется, то лазерное воздейст­вие носит тепловой характер. Если



^ Схема реакции тетрафторгидразина (N2F4) и окиси азота (NO) при нагревании (вверху) и при резонансном возбуж­дении связи N—F лазерным излучением (внизу). Спирали изображают хим. связи.


же влияние релаксац. процессов мало, то становится возможным селективное фотохим. воздействие, при к-ром хим. активность атомов и молекул возни­кает в результате поглощения ими фо­тонов (см. рис.). Т. к. энергия акти­вации хим. реакций обычно велика (порядка неск. эВ), то селективное фотохим. действие наиболее легко наблюдается при возбуждении элект­ронных состояний атомов и молекул лазерным излучением видимого и УФ диапазонов (пример — возможность получения соединений редкоземель­ных металлов). При возбуждении ла­зерами ИК диапазона колебательных уровней атомов, составляющих много­атомную молекулу, перспективна воз­можность раскачки и разрыва определ. связи между атомами, не затраги­вающая остальных колебаний молеку­лы (ИК-лазерная фотохимия). Пока экспериментально реализована се­лективная ИК-лазерная многофотон­ная фотодиссоциация многоатомных молекул, напр. ВСl3, SP6, CF3B, CF3I, SiH4 и т. п., приводящая к ла­зерному разделению изотопов, очистке газов от малых примесей, получению радикалов и т. п. Использование хим. радикалов, полученных методом ИК-лазерной фотодиссоциации, в дальней­шем синтезе приводит к более чистым продуктам и увеличивает выход реак­ций, напр. при синтезе полимеров.

• К а р л о в Н. В., Прохоров А. М., Селективные процессы на границе раздела двух сред, индуцированные лазерным из­лучением, «УФН», 1977, т. 123, в. 1, с. 57; Летохов В. С., Селективное действие лазерного излучения на вещество, «УФН», 1978, т. 125, в. 1, с. 57.

Н. В. Карлов.

^ ЛАЗЕРНОЕ РАЗДЕЛЕНИЕ ИЗОТО­ПОВ, разделение изотопов, основан­ное на изотопич. сдвиге уровней энергии атомов и молекул и исполь­зовании резонансного воздействия лазерного излучения. Интенсивное монохроматическое излучение ла­зера, вызывая переходы между соот­ветствующими энергетич. уровнями атомов и молекул, переводит моле­кулы, к-рые содержат выбранный изотоп или его атомы, в возбуждён-

341


ное состояние вплоть до их ионизации или диссоциации молекул. После этого становится возмож­ным отделение возбуждённых атомов и молекул различными физ. (напр., ионы — электрическим полем) или хим. методами. Для обеспечения эффективности процесса разделения необходимо, чтобы резонансные пере­ходы были достаточно узкими и что­бы скорость извлечения изотопа была больше, чем скорость передачи воз­буждения др. изотопам. Поэтому для Л. р. и. удобны газообразные в-ва, в спектрах к-рых изотопич. сдвиг боль­ше уширения спектральных линий. Селективность и коэфф. разделения увеличиваются при уменьшении плот­ности газа или использовании моле­кулярных и атомных пучков, но при этом уменьшается производитель­ность. Т. о., в методе Л. р. и. возни­кает та же проблема, что и в традиц. методах изотопов разделения: чем боль­ше коэфф. разделения, тем меньше производительность.

Сформировались две осн. схемы Л. р. и.— многоступенчатая и одно­ступенчатая. В многоступенчатой схе­ме атомы или молекулы резонансным излучением лазера переводятся в возбуждённое состояние, из к-рого под действием др. лазеров они иони­зируются или молекулы диссоцииру­ют. Величина квантов излучения вто­рого лазера должна быть меньше энер­гии ионизации атома или диссоциации молекулы или энергии молекулы в невозбуждённом состоянии. Процессы второй ступени должны происходить быстрее, чем передача возбуждения др. изотопам. Это означает, что источ­ники излучения должны быть доста­точно мощными. На второй ступени возможно применение и нелазерных источников возбуждения: импульс­ных газоразрядных ламп, электрич. поля и т. п.

В одноступенчатой схеме Л. р. и. мощное лазерное излучение вызывает фиксируемое изменение свойств ато­мов или молекул при переходе сразу из осн. состояния. В этих случаях для отделения возбуждённых молекул необходимо использовать вз-ствия, энергия к-рых сравнима с величиной кванта возбуждения, напр. вз-ствия на границе раздела фаз.

• К ар л о в Н. В., Прохоров А. М., Лазерное разделение изотопов, «УФН», 1976, т. 118, в. 4, с. 583; Летохов B.C., Мур С. Б., Лазерное разделение изотопов, «(Квантовая электроника», 1976, т. 3, № 2, с. 248, № 3, с. 485.

Р. Л. Петров.

^ ЛАЗЕРНЫЙ ГИРОСКОП, см. Кван­товый гироскоп.

ЛАЗЕРЫ НА КРАСИТЕЛЯХ, лазе­ры, использующие в качестве актив­ной среды органич. соединения с раз­витой системой сопряжённых связей (красители в виде растворов или па­ров). Первые Л. н. к. появились в 1966—67. Наиболее распространены

производные оксазола, оксадиазола, бензола, а также кумариновые, ксантеновые, оксазиновые и полиметиновые красители. Электронные уровни молекул красителей сильно уширены (непрерывная совокупность колебат. состояний, см. Молекулярные спектры). Усиление и генерация возникают на переходах с нижних колебат. подуров­ней первого возбуждённого электрон­ного состояния s1 на верхние, слабо заселённые подуровни осн. электрон­ного состояния S0 (рис. 1, а).

Помимо излучат. переходов S1 S0 часть молекул после возбужде­ния претерпевает безызлучательный переход в метастабильное триплетное состояние Т1.



Рис. 1. a — Схема электронных уровней энер­гии красителя: слева — синглетные уровни (спины двух внеш. эл-нов молекулы анти­параллельны), справа — триплетные уровни (спины параллельны); б — спектры погло­щения и люминесценции красителя.


Накопление молекул в состоянии T1 приводит к