Квантовая оптика. Тепловое излучение. квантовая оптика Свет с точки зрения квантовой оптики

Содержание статьи

КВАНТОВАЯ ОПТИКА – раздел оптики, изучающий квантовые свойства света. Можно сказать, что квантовая оптика – это квантовая физика света. Интерес к квантовой оптике появился еще в первой половине 20 в., но особенно интенсивное развитие эта область науки получила в конце 20 в., когда физики научились готовить особые состояния света – так называемый неклассический свет. Сейчас неклассический свет успешно применяется в метрологии, спектроскопии, используется для точных измерений, а также для секретной передачи информации. Кроме того, подходы и методы квантовой оптики позволяют существенно дополнить ту информацию, которую дают различные измерения, связанные с излучением и поглощением света.

Кванты.

Именно для света, а, точнее, для электромагнитного поля, была впервые предложена идея квантового описания. Эту идею в 1900. выдвинул Макс Планк , предположив, что излучение света происходит порциями – квантами. Это предположение многим казалось парадоксальным, но оно стало спасительным для целого раздела оптики. Оно позволило объяснить форму спектра излучения нагретых тел, которую ранее объяснить не удавалось. Предыдущие попытки рассчитать спектр излучения приводили к тому, что в области малых длин волн, т.е. в ультрафиолетовой части спектра, возникали неограниченно большие значения – расходимости. Разумеется, в эксперименте никаких расходимостей не наблюдалось, и это несоответствие между теорией и экспериментом получило название «ультрафиолетовой катастрофы». Предположение о том, что излучение света происходит порциями, позволило убрать расходимости в теоретически рассчитанных спектрах и, тем самым, избавить физику от «ультрафиолетовой катастрофы».

Кроме спектров излучения, в физике оставалось еще одно неясное место, а именно, явление фотоэффекта (см . ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ). Было неясно, почему кинетическая энергия электронов, выбиваемых светом из металла, зависит от частоты света. Более того, свет с достаточно малой частотой вообще не способен вызвать фотоэффект. Поскольку малая частота света соответствует красной части спектра, то это явление называют красной границей фотоэффекта. В 1905 Альберт Эйнштейн использовал для объяснения фотоэффекта гипотезу квантов. Идея Эйнштейна заключалась в том, что каждому электрону достается одна-единственная порция энергии – один квант. И если энергия этого кванта мала, ее просто нехватает для выхода электрона из металла. На основе этой идеи Эйнштейн развил теорию фотоэффекта, которая прекрасно подтвердилась экспериментальными данными.

Теперь оказалось, что свет и излучается, и поглощается порциями. Это побудило Эйнштейна предположить, что свет всегда имеет дискретную структуру. Эта замечательная идея была лишь гипотезой: ведь из того, что поглощение и излучение света происходит порциями, еще не следует, что свет и существует только в виде порций. Но именно эта идея оправдывает название «квантовая оптика», и именно с развитием квантовой оптики появились более веские аргументы в пользу квантовой природы света.

Частицы или волны?

В начале 20 в. кванты света стали называть фотонами, и вскоре стало общепринятым утверждение: «Свет состоит из фотонов». Появилось представление о свете как о потоке корпускул, т. е. частиц. Тем не менее, волновые явления, наблюдаемые для света, например, интерференцию и дифракцию, не удавалось объяснить с точки зрения корпускулярной структуры света. Получалось, что свет, да и вообще электромагнитное излучение – это волны и в то же время поток частиц (см . КВАНТОВАЯ МЕХАНИКА). Примирить эти две точки зрения позволил развитый к середине 20 в. квантовый подход к описанию света. С точки зрения такого подхода, электромагнитное поле может находиться в одном из различных квантовых состояний. При этом существует только один выделенный класс состояний с заданным числом фотонов – фоковские состояния, названные так по имени В.А.Фока . Поэтому фразу «свет состоит из фотонов» не следует понимать буквально – так, например, свет может находиться в таком состоянии, что с вероятностью 99% он не содержит фотонов, а с вероятностью 1% он содержит два фотона. В этом одно из отличий фотона от других элементарных частиц – например, количество электронов в ограниченном объеме задано совершенно точно, и его можно определить, измерив полный заряд и поделив на заряд одного электрона. Количество же фотонов, находящееся в некотором объеме пространства в течение некоторого времени, измерить точно можно в очень редких случаях, а именно, только тогда, когда свет находится в фоковских состояниях. Целый раздел квантовой оптики посвящен различным способам приготовления света в различных квантовых состояниях, частности, приготовление света в фоковских состояниях представляет собой важную и не всегда выполнимую задачу.

Эксперимент Брауна – Твисса.

Одиночные и коррелированные фотоны. Может ли быть неквантовая физика света? Конечно, да, и в большинстве случаев оптические явления можно объяснить без помощи квантовой теории. Но есть много случаев, когда это не так и когда важнао учитывать квантовую природу света.

Считается, что первый эксперимент в квантовой оптике - это эксперимент Брауна и Твисса, выполненный в 1956. Браун и Твисс показали, что если направить свет от некоторых источников на два фотоприемника, которые «щелкают» при регистрации фотонов, то приемники будут часто щелкать одновременно. В эксперименте Браун и Твисс использовали излучение ртутной лампы, а позже – свет от звезды. Этот эксперимент довольно долго считался доказательством фотонной природы света: ведь одновременность щелчков фотоприемников означает, что оба они регистрируют существующие в действительности порции света, а не просто случайно щелкают время от времени. Однако оказывается, что при регистрации света от ртутной лампы или звезды одновременные щелчки происходят в лучшем случае всего в два раза чаще, чем было бы при случайных щелчках фотоприемников. Этот результат вполне объясним классически и еще не доказывает фотонной структуры света. Тем не менее, очень скоро (в шестидесятых годах 20 в.) были обнаружены источники света, которые в подобном эксперименте приводят к строго одновременным щелчкам фотоприемников. Одновременность каких-то событий в различных пространственных точках в физике принято называть корреляцией. Например, если два приятеля говорят по телефону только друг с другом, то телефон у них бывает занят всегда одновременно, и можно говорить о корреляции телефонных звонков в их квартирах. Соответственно, свет, который заставляет два фотоприемника щелкать строго одновременно, можно назвать светом с парной корреляцией, или группировкой фотонов. Такие свойства проявляет двухфотонный свет. С другой стороны, существуют источники света, которые никогда не дают одновременных щелчков фотодетекторов. Такой свет называется светом с антигруппировкой фотонов.

Неклассический свет.

Эксперименты по регистрации света с группировкой и антигруппировкой фотонов действительно доказали фотонную структуру света, и их можно считать «настоящими квантовооптическими» экспериментами. Но в обоих случаях свет приготавливался в специальных квантовых состояниях с заданным числом фотонов. В экспериментах первого типа регистрировался двухфотонный свет, в экспериментах второго типа – однофотонный свет. Таким образом, опять можно придти к выводу, что только в особых состояниях свет проявляет свойства, которые невозможно объяснить с классических позиций. Такие состояния света называют неклассическими.

У двухфотонного света есть еще одно замечательное свойство. Оказалось, что такой свет можно использовать для экспериментальной проверки основной идеи квантовой механики – идеи о вероятностном поведении отдельных квантовых частиц (см. НЕРАВЕНСТВА БЕЛЛА).

Какие же неклассические состояния света можно на сегодняшний день приготовить в лабораториях? Оказывается, совсем немного видов. Физики умеют готовить однофотонный свет и двухфотонный свет с примесью вакуумного состояния, т.е. состояния света без фотонов. Что это означает? В случае однофотонного света это значит, что даже идеальный фотоприемник, включенный в определенный момент, не обязательно зарегистрирует фотон; он щелкнет лишь с какой-то вероятностью. (Под идеальным фотоприемником понимается приемник, который срабатывает с вероятностью 100%, если на входе есть фотон.) Однако двух фотонов фотоприемник не зарегистрирует никогда, даже если он в принципе способен отличить один фотон от двух. Аналогично, не будет зарегистрировано троек фотонов, четверок фотонов и т.д. Соответственно, если фотоприемник (или пара фотоприемников) регистрирует смесь вакуумного и двухфотонного состояния, щелчки будут происходить только парами, но в случайные моменты времени. Тройки, четверки фотонов и т.д. также не будут зарегистрированы.

Однофотонный свет можно приготовить и без примеси вакуумного состояния – при этом будут точно известны моменты, когда нужно включать фотоприемник, и он будет щелкать с вероятностью 100%. А трехфотонный и тем более четырехфотонный свет экспериментаторы не умеют готовить даже с примесью вакуума!

И наконец, последний из «доступных» видов неклассического света – это так называемый сжатый свет, такой свет содержит лишь четное число фотонов, и при его регистрации фотоприемники могут обнаружить пары фотонов, четверки, шестерки и т.д., но никогда – тройки, пятерки и другие нечетные числа фотонов.

Применения неклассического света.

Неклассический свет привлекает внимание физиков не только как интересный объект исследования. Он оказывается очень полезным с точки зрения различных применений. Так, двухфотонный свет используется для точной калибровки фотоприемников. Каждый фотоприемник неидеален, т.е. срабатывает с вероятностью, меньшей 100%. Эта вероятность называется квантовой эффективностью фотоприемника. Калибровкой фотоприемника называют измерение его квантовой эффективности; прежде для этого использовались эталонные источники или приемники света, и это делало измерение не очень точным. Однако двухфотонный свет позволяет обойтись без таких эталонов. Действительно, если два фотоприемника регистрируют двухфотонный свет, то в идеале они всегда должны щелкать одновременно. В действительности же количество одновременных щелчков будет меньше количества щелчков любого из фотоприемников. Поделив число одновременных щелчков на число щелчков одного из фотоприемников, можно получить квантовую эффективность второго фотоприемника. При этом никаких эталонов не требуется, и точность измерения может быть значительно повышена по сравнению с традиционными методами.

Сжатый свет, как и двухфотонный свет, оказывается полезным при точных измерениях. Его использование позволяет уменьшить ошибки эксперимента, связанные с квантовой неопределенностью. Известно, что квантовые объекты чаще всего не имеют точно заданных параметров; их свойства можно назвать «размазанными», так же как «размазано» их положение в пространстве. При высокоточных измерениях, когда погрешности эксперимента сведены к минимуму, эта размазанность свойств становится принципиальным ограничением точности измерений. Использование сжатого света позволяет обойти эту трудность и в определенные моменты времени уменьшить размазанность.

Наконец, одно из последних применений неклассического света – это секретная передача информации (квантовая криптография). Для этого удобнее всего использовать однофотонный свет. Идея квантовой криптографии – в том, чтобы передавать информацию отдельными фотонами. Например, цифры 0 и 1 кодируются поляризацией фотонов: вертикально поляризованный фотон обозначает «0», а горизонтально поляризованный фотон – «1». Такая передача информации будет секретной, потому что ее нельзя «подслушать». Любой подслушиватель может лишь перехватить некоторые фотоны целиком – ведь он не может отщепить часть фотона и узнать таким образом его поляризацию. Но перехваченные фотоны просто не будут участвовать в передаче информации, поэтому информация, переданная отдельными квантами, защищена от подслушивания.

Мария Чехова

КВАНТОВАЯ ОПТИКА, раздел оптики, в котором для изучения свойств света и его взаимодействия с веществом используют принципы квантовой механики (корпускулярно-волновой дуализм, векторы состояния, представления Гейзенберга и Шрёдингера и т.д.).

Зарождение квантовой теории света относится к 1900 году, когда М. Плат для объяснения спектрального распределения электромагнитной энергии, излучаемой тепловым источником, постулировал поглощение и испускание её дискретными порциями. Идея дискретности легла в основу вывода формулы, носящей его имя, и послужила толчком для создания квантовой механики. Однако оставалось неясным, является ли источником дискретности вещество или сам свет. В 1905 году А. Эйнштейн опубликовал теорию фотоэффекта, в которой показал, что его можно объяснить, если свет рассматривать как поток частиц (квантов света), названных впоследствии фотонами. Фотоны имеют энергию Е =hv (h - постоянная Планка, v - частота света) и распространяются со скоростью света. Позднее Н. Бор показал, что атомы могут испускать свет дискретными порциями. Т.о., свет рассматривается и как электромагнитная волна, и как поток фотонов. Квантованное световое поле относится к статистическим объектам, и его состояние определяется в вероятностном смысле.

Создание в 1960 году лазера - принципиально нового источника излучения по сравнению с тепловым - стимулировало исследования статистических характеристик его излучения. Эти исследования связаны с измерением распределения фотонов лазерного излучения и когерентности поля. Нелазерные источники света являются, по существу, источниками случайных световых полей с гауссовой статистикой поля. Изучая статистику лазерного излучения, Р. Глаубер ввёл понятие когерентного состояния, которому хорошо соответствует излучение лазера, работающего в режиме над порогом генерации. В 1977 американский физик Дж. Кимбл впервые наблюдал так называемую антигруппировку фотонов (смотри ниже), которую можно было объяснить с помощью квантовой теории.

С конца 20 века квантовая оптика интенсивно развивается. Она тесно связана с нелинейной и атомной оптикой, квантовой теорией информации. Одним из наиболее удобных способов определения состояния светового поля является измерение корреляционных функций. Простейшая из них - полевая корреляционная функция, характеризующая связь полей в различных пространственно-временных точках. Она полностью характеризует поле теплового источника излучения, однако не позволяет отличить источники с другими статистическими свойствами от тепловых. В этом отношении важную роль играет корреляционная функция числа фотонов (интенсивностей) второго порядка g (2) (τ), содержащая сведения о распределении времён запаздывания τ испускания фотонов. С её помощью измеряют эффекты группировки и антигруппировки фотонов. Свет от источника поступает на светоделительную пластинку (рис. 1), после которой он подаётся на два фотодетектора. Регистрация фотона сопровождается появлением импульса на выходе детектора. Импульсы с детекторов поступают в устройство, которое измеряет время задержки между ними. Эксперимент повторяется много раз. Таким способом измеряют распределение времён задержки, которое связано с функцией g (2) (τ). На рисунке 2 изображена зависимость g (2) (τ) для трёх типичных источников света - теплового, лазера и резонансной флуоресценции. При τ → ∞ значения функций для теплового источника и резонансной флуоресценции приближаются к единице. Для лазерного излучения g (2) (τ)= 1 и статистика фотонов пуассоновская. Для теплового источника g (2) (0) = 2 и более вероятно обнаружить два фотона приходящими сразу друг за другом (эффект группировки фотонов). В случае резонансной флуоресценции вероятность испускания атомом сразу двух фотонов равна нулю (антигруппировка фотонов). Значение g (2) (0) = 0 обусловлено тем, что между двумя последовательными актами излучения фотонов одним атомом существует время задержки. Этот эффект объясняется полной квантовой теорией, которая с квантовой точки зрения описывает и среду, и электромагнитное поле.

С эффектом антигруппировки тесно связана субпуассоновская статистика фотонов, для которой функция распределения уже, чем пуассоновское распределение. Поэтому уровень флуктуаций в фотонных пучках с субпуассоновской статистикой меньше уровня флуктуаций когерентного излучения. В предельном случае такие неклассические поля имеют строго определённое число фотонов (так называемое фоковское состояние поля). В квантовой теории число фотонов является дискретной переменной.

Методами нелинейной оптики могут быть созданы неклассические световые поля, у которых, по сравнению с когерентными полями, уменьшен уровень квантовых флуктуаций некоторых непрерывных переменных, например квадратурных компонент или стоксовых параметров, характеризующих состояние поляризации поля. Такие поля называют сжатыми. Интерпретировать формирование сжатых полей можно на классическом языке. Выразим напряжённость электрического поля Е через квадратурные компоненты а и b: Е(t) = а(t)cosωt + b(t)sinωt, где а(t) и b(t) - случайные функции, ω = 2πν - круговая частота, t - время. При подаче такого поля на вырожденный оптический параметрический усилитель (ВОПУ) с частотой накачки 2ω одна квадратурная компонента (например, а) может усиливаться благодаря его фазовой чувствительности, а другая квадратура (b) подавляться. Вследствие этого флуктуации в квадратуре а возрастают, а в квадратуре b уменьшаются. Трансформация уровня шума в ВОПУ изображена на рисунке 3. На рисунке 3,б область флуктуаций по сравнению с входным состоянием (рис. 3, а) сжата. Подобным образом ведут себя при параметрическом усилении квантовые флуктуации вакуумного и когерентного состояний. Конечно, в этом случае квантово-механическое соотношение неопределённостей не нарушается (происходит как бы перераспределение флуктуаций между квадратурами). В параметрических процессах формируется, как правило, излучение с суперпуассоновской статистикой фотонов, для которой уровень флуктуаций превышает таковой для когерентного света.

Для регистрации сжатых полей используют балансные гомодинные детекторы, которые могут регистрировать лишь одну квадратуру. Т.о., уровень флуктуаций при фотодетектировании сжатого света может быть ниже уровня стандартного квантового предела (дробового шума), соответствующего регистрации когерентного света. В сжатом свете флуктуации могут быть подавлены до 90% по отношению к когерентному состоянию. Методами нелинейной оптики получают также поляризационно-сжатый свет, в котором подавлены флуктуации, по крайней мере, в одном из стоксовых параметров. Сжатый свет представляет интерес для прецизионных оптико-физических экспериментов, в частности для регистрации гравитационных волн.

С квантовой точки зрения рассмотренный параметрический процесс представляет собой процесс распада фотона накачки с частотой 2ω на два фотона с частотой ω. Иначе говоря, фотоны в сжатом свете создаются пáрами (бифотоны), и функция их распределения радикально отличается от пуассоновской (имеется только чётное число фотонов). Это другое необычное свойство сжатого света на языке дискретных переменных.

Если фотоны накачки в параметрическом процессе распадаются на два фотона, которые различаются частотами и/или поляризациями, то такие фотоны коррелированы (связаны) между собой. Обозначим частоты родившихся фотонов как ω 1 и ω 2 , и пусть фотоны имеют соответственно вертикальную (V) и горизонтальную (Н) поляризации. Состояние поля в этом случае на квантовом языке записывается в виде |ψ) = |V) 1 |Н) 2 . Оказывается, что при определённой ориентации нелинейно-оптического кристалла, в котором наблюдается параметрический процесс, фотоны той же частоты, распространяющиеся в том же направлении, могут рождаться с ортогональными поляризациями. В результате состояние поля принимает вид:

(*)

(Появление коэффициента перед скобкой связано с условием нормировки.)

Состояние фотонов, описываемое соотношением (*), называют перепутанным; это означает, что если фотон частоты ω 1 поляризован вертикально, то фотон частоты ω 2 - горизонтально, и наоборот. Важное свойство перепутанного состояния (*) заключается в том, что измерение состояния поляризации одного фотона проектирует состояние фотона другой частоты в ортогональное. Состояния типа (*) называют также парами Эйнштейна - Подольского - Розена и перепутанными состояниями Белла. В перепутанном состоянии могут находиться квантовые состояния атомных систем, а также состояния атомов и фотонов. С применением фотонов в перепутанных состояниях проведены эксперименты по проверке неравенства Белла, квантовая телепортация и квантовое плотное кодирование.

На основе параметрических оптических взаимодействий, а также эффекта кросс-взаимодействий осуществлены квантовые неразрушающие измерения соответственно квадратурных компонент и числа фотонов. Применение методов квантовой оптики при обработке оптических изображений позволяет улучшить их запись, хранение и считывание (смотри Квантовая обработка изображений).

Квантовые флуктуации электромагнитного поля в вакуумном состоянии могут проявляться своеобразно: они приводят к возникновению силы притяжения между проводящими незаряженными пластинами (смотри Казимира эффект).

К квантовой оптике относят и теорию флуктуаций лазерного излучения. Её последовательная разработка базируется на квантовой теории, которая даёт корректные результаты для статистики фотонов и ширины линии лазерного излучения.

Квантовая оптика занимается также исследованиями взаимодействия атомов со световым полем, воздействия света на двух- и трёхуровневые атомы. При этом обнаружен ряд интересных и неожиданных эффектов, связанных с атомной когерентностью: квантовые биения (смотри Интерференция состояний), Ханле эффект, фотонное эхо и др.

В квантовой оптике изучают также охлаждение атомов при взаимодействии со светом и получение бозе-эйнштейновского конденсата, а также механическое воздействие света на атомы с целью их захвата и управления.

Лит.: Клышко Д. Н. Неклассический свет // Успехи физических наук. 1996. Т. 166. Вып. 6; Баргатин И. В., Гришанин Б. А., Задков В. Н. Запутанные квантовые состояния атомных систем // Там же. 2001. Т. 171. Вып. 6; Физика квантовой информации / Под редакцией Д. Боумейстера и др. М., 2002; Скалли М. О., Зубайри М. С. Квантовая оптика. М., 2003; Шляйх В. П. Квантовая оптика в фазовом пространстве. М., 2005.

Введение

1. Возникновение учения о квантах

Фотоэффект и его законы

1 Законы фотоэффекта

3. Закон Кирхгофа

4. Законы Стефана-Больцмана и смещения Вина

Формулы Рэлея - Джинса и Планка

Уравнение Эйнштейна для фотоэффекта

Фотон, его энергия и импульс

Применение фотоэффекта в технике

Давление света. Опыты П.Н.Лебедева

Химическое действие света и его применение

Корпускулярно-волновой дуализм

Заключение

Список литературы

Введение

Оптика - раздел физики, в котором изучается природа оптического излучения (света), его распространение и явления, наблюдаемые при взаимодействии света и вещества. По традиции оптику принято подразделять на геометрическую, физическую и физиологическую. Мы рассмотрим квантовую оптику.

Квантовой оптикой называют раздел оптики, занимающийся изучением явлений, в которых проявляются квантовые свойства света. К таким явлениям относятся: тепловое излучение, фотоэффект, эффект Комптона, эффект Рамана, фотохимические процессы, вынужденное излучение (и, соответственно, физика лазеров) и др. Квантовая оптика является более общей теорией, чем классическая оптика. Основная проблема, затрагиваемая квантовой оптикой - описание взаимодействия света с веществом с учётом квантовой природы объектов, а также описания распространения света в специфических условиях. Для того чтобы точно решить эти задачи требуется описывать и вещество (среду распространения, включая вакуум) и свет исключительно с квантовых позиций, однако часто прибегают к упрощениям: одну из компонент системы (свет или вещество) описывают как классический объект. Например часто при расчётах связанных с лазерными средами квантуют только состояние активной среды, а резонатор считают классическим, однако если длина резонатора будет порядка длины волны, то его уже нельзя считать классическим, и поведение атома в возбуждённом состоянии помещённого в такой резонатор будет гораздо более сложным.

1. Возникновение учения о квантах

Теоретические исследования Дж. Максвелла показали, что свет есть электромагнитные волны определенного диапазона. Теория Максвелла получила экспериментальное подтверждение в опытах Г. Герца. Из теории Максвелла следовало, что свет, падая на любое тело, оказывает на него давление. Это давление удалось обнаружить П. Н. Лебедеву. Опыты Лебедева подтвердили электромагнитную теорию света. Согласно работам Максвелла, показатель преломления вещества определяется формулой n =εμ −−√, т.е. связан с электрическими и магнитными свойствами этого вещества (ε и μ - соответственно относительные диэлектрическая и магнитная проницаемости вещества). Но такое явление, как дисперсия (зависимость показателя преломления от длины световой волны), теория Максвелла объяснить не смогла. Это было сделано Х.Лоренцем, создавшим электронную теорию взаимодействия света с веществом. Лоренц предположил, что электроны под действием электрического поля электромагнитной волны совершают вынужденные колебания с частотой v, которая равна частоте электромагнитной волны, а диэлектрическая проницаемость вещества зависит от частоты изменений электромагнитного поля, следовательно, и n =f (v ). Однако при изучении спектра испускания абсолютно черного тела, т.е. тела, которое поглощает все падающие на него излучения любой частоты, физика не смогла в рамках электромагнитной теории объяснить распределение энергии по длинам волн. Расхождение между теоретической (пунктирная) и экспериментальной (сплошная) кривыми распределения плотности мощности излучения в спектре абсолютно черного тела (рис. 19.1), т.е. различие между теорией и опытом, было так значительно, что его назвали "ультрафиолетовой катастрофой" Электромагнитная теория не могла также объяснить возникновение линейчатых спектров газов и законы фотоэффекта.

Рис. 1.1

Новая теория света была выдвинута М. Планком в 1900 г. Согласно гипотезе М. Планка, электроны атомов излучают свет не непрерывно, а отдельными порциями - квантами. Энергия кванта W пропорциональна частоте колебаний ν :

W =hν ,

где h - коэффициент пропорциональности, называемый постоянной Планка:

h =6,62⋅10−34 Джс

Так как излучение испускается порциями, то энергия атома или молекулы (осциллятора) может принимать лишь определенный дискретный ряд значений, кратных целому числу электронных порций ω , т.е. быть равной hν ,2hν ,3hν и т.д. Не существует колебаний, энергия которых имеет промежуточное значение между двумя последовательными целыми числами, кратными hν . Это означает, что на атомно-молекулярном уровне колебания происходят не с любыми значениями амплитуд. Допустимые значения амплитуд определяются частотой колебаний.

Используя это предположение и статистические методы, М. Планк сумел получить формулу распределения энергии в спектре излучения, соответствующую экспериментальным данным (см. рис. 1.1).

Квантовые представления о свете, введенные в науку Планком, развил далее А. Эйнштейн. Он пришел к выводу, что свет не только излучается, но и распространяется в пространстве, и поглощается веществом в виде квантов.

Квантовая теория света помогла объяснить ряд явлений, наблюдаемых при взаимодействии света с веществом.

2. Фотоэффект и его законы

Фотоэффект возникает при взаимодействии вещества с поглощаемым электромагнитным излучением.

Различают внешний и внутренний фотоэффект.

Внешним фотоэффектом называется явление вырывания электронов из вещества под действием падающего на него света.

Внутренним фотоэффектом называется явление увеличения концентрации носителей заряда в веществе, а следовательно, и увеличения электропроводности вещества под действием света. Частным случаем внутреннего фотоэффекта является вентильный фотоэффект - явление возникновения под действием света электродвижущей силы в контакте двух различных полупроводников или полупроводника и металла.

Внешний фотоэффект был открыт в 1887 г. Г. Герцем, а исследован детально в 1888-1890 гг. А. Г. Столетовым. В опытах с электромагнитными волнами Г. Герц заметил, что проскакивание искры между цинковыми шариками разрядника происходит при меньшей разности потенциалов, если один из них осветить ультрафиолетовыми лучами. При исследовании этого явления Столетовым использовался плоский конденсатор, одна из пластин которого (цинковая) была сплошной, а вторая - выполнена в виде металлической сетки (рис. 1.2). Сплошная пластина соединялась с отрицательным полюсом источника тока, а сетчатая - с положительным. Внутренняя поверхность отрицательно заряженной пластины конденсатора освещалась светом от электрической дуги, в спектральный состав которой входят ультрафиолетовые лучи. Пока конденсатор не освещался, тока в цепи не было. При освещении цинковой пластины К ультрафиолетовыми лучами гальванометр G фиксировал наличие тока в цепи. В том случае, если катодом становилась сетка А, тока в цепи не было. Следовательно, цинковая пластина под действием света испускала отрицательно заряженные частицы. К моменту обнаружения фотоэффекта еще не было ничего известно об электронах, открытых Дж. Томсоном только 10 лет спустя, в 1897 г. После открытия электрона Ф. Ленардом было доказано, что вылетающими под действием света отрицательно заряженными частицами являются электроны, названные фотоэлектронами.

Рис. 1.2

Столетов проводил опыты с катодами из разных металлов на установке, схема которой показана на рисунке 1.3.

Рис. 1.3

В стеклянный баллон, из которого выкачан воздух, впаивались два электрода. Внутрь баллона через кварцевое "окошко", прозрачное для ультрафиолетового излучения, попадает свет на катод К. Подаваемое на электроды напряжение можно изменять с помощью потенциометра и измерять вольтметром V. Под действием света катод испускал электроны, которые замыкали цепь между электродами, и амперметр фиксировал наличие тока в цепи. Измерив ток и напряжение, можно построить график зависимости силы фототока от напряжения между электродами I =I (U ) (рис. 1.4). Из графика следует, что:

При отсутствии напряжения между электродами фототок отличен от нуля, что можно объяснить наличием у фотоэлектронов при вылете кинетической энергии.

При некотором значении напряжения между электродами UH сила фототока перестает зависеть от напряжения, т.е. достигает насыщения IH .

Рис. 1.4

Сила фототока насыщения IH =qmaxt , где qmax - максимальный заряд, переносимый фотоэлектронами. Он равен qmax =net , где n - число фотоэлектронов, вылетающих с поверхности освещаемого металла за 1 с, e - заряд электрона. Следовательно, при фототоке насыщения все электроны, покинувшие за 1 с поверхность металла, за это же время попадают на анод. Поэтому по силе фототока насыщения можно судить о числе фотоэлектронов, вылетающих с катода в единицу времени.

Если катод соединить с положительным полюсом источника тока, а анод - с отрицательным, то в электростатическом поле между электродами фотоэлектроны будут тормозиться, а сила фототока уменьшаться при увеличении значения этого отрицательного напряжения. При некотором значении отрицательного напряжения U 3 (его называют задерживающим напряжением) фототок прекращается.

Согласно теореме о кинетической энергии, работа задерживающего электрического поля равна изменению кинетической энергии фотоэлектронов:

A 3=−eU 3;ΔWk =mυ 2max 2,

eU 3=mυ 2max 2.

Это выражение получено при условии, что скорость υ ≪c , где с - скорость света.

Следовательно, зная U 3, можно найти максимальную кинетическую энергию фотоэлектронов.

На рисунке 1.5, а приведены графики зависимости I ф (U) для различных световых потоков, падающих на фотокатод при постоянной частоте света. На рисунке 1.5, б приведены графики зависимости I ф (U) для постоянного светового потока и различных частот падающего на катод света.

Рис. 1.5

Анализ графиков на рисунке 1.5, а показывает, что сила фототока насыщения увеличивается с увеличением интенсивности падающего света. Если по этим данным построить график зависимости силы тока насыщения от интенсивности света, то получим прямую, которая проходит через начало координат (рис. 1.5, в). Следовательно, сила фотона насыщения пропорциональна интенсивности света, падающего на катод

If ∼ I .

Как следует из графиков на рисунке 1.5, б уменьшении частоты падающего света, величина задерживающего напряжения увеличивается с увеличением частоты падающего света. При U 3 уменьшается, и при некоторой частоте ν 0 задерживающее напряжение U 30=0. При ν <ν 0 фотоэффект не наблюдается. Минимальная частота ν 0(максимальная длина волны λ 0) падающего света, при которой еще возможен фотоэффект, называется красной границей фотоэффекта. На основании данных графика 1.5,б можно построить график зависимости U 3(ν ) (рис. 1.5, г ).

На основании этих экспериментальных данных были сформулированы законы фотоэффекта.

1 Законы фотоэффекта

1. Число фотоэлектронов, вырываемых за 1с. с поверхности катода, пропорционально интенсивности света, падающего на это вещество.

2. Кинетическая энергия фотоэлектронов не зависит от интенсивности падающего света, а зависит линейно от его частоты.

3. Красная граница фотоэффекта зависит только от рода вещества катода.

4. Фотоэффект практически безинерционен, так как с момента облучения металла светом до вылета электронов проходит время ≈10−9 с.

3. Закон Кирхгофа

Кирхгоф, опираясь на второй закон термодинамики и анализируя условия равновесного излучения в изолированной системе тел, установил количественную связь между спектральной плотностью энергетической светимости и спектральной поглощательной способностью тел. Отношение спектральной плотности энергетической светимости к спектральной поглощательной способности не зависит от природы тела; оно является для всех тел универсальной функцией частоты (длины волны) и температуры (закон Кирхгофа):

Для черного тела , поэтому из закона Кирхгофа вытекает, что R ,T для черного тела равна r ,T . Таким образом, универсальная функцияКирхгофа r ,T есть не что иное, как спектральная плотность энергетической светимости черного тела. Следовательно, согласно закону Кирхгофа, для всех тел отношение спектральной плотности энергетической светимости к спектральной поглощательной способности равно спектральной плотности энергетической светимости черного тела при той же температуре и частоте.

Используя закон Кирхгофа, выражение для энергетической светимости тела (3.2) можно записать в виде

Для серого тела

(3.2)

Энергетически светимость черного тела (зависит только от температуры).

Закон Кирхгофа описывает только тепловое излучение, являясь настолько характерным для него, что может служить надежным критерием для определения природы излучения. Излучение, которое закону Кирхгофа не подчиняется, не является тепловым.

4. Законы Стефана-Больцмана и смещения Вина

Из закона Кирхгофа (см. (4.1)) следует, что спектральная плотность энергетическое светимости черного тела является универсальное функцией, поэтому нахождение ее явной зависимости от частоты и температуры является важной задачей теории теплового излучения. Австрийский физик И. Стефан (1835-1893), анализируя экспериментальные данные (1879), и Л. Больцман, применяя термодинамический метод (1884), решили эту задачу лишь частично, установив зависимость энергетической светимости R e от температуры. Согласно закону Стефана - Больцмана,

т.е. энергетическая светимость черного тела пропорциональна четвертой степени его термодинамической температуры;  - постоянная Стефана - Больцмана: ее экспериментальное значение равно 5,6710-8 Вт/(м2  К4). Закон Стефана - Больцмана, определяя зависимость R е от температуры, не дает ответа относительно спектрального состава излучения черного тела. Из экспериментальных кривых зависимости функции r ,T от длины волны  при различных температурах (рис. 287) следует, что распределение энергии в спектре черного тела является неравномерным. Все кривые имеют явно выраженный максимум, который по мере повышения температуры смещается в сторону более коротких волн. Площадь, ограниченная кривой зависимости r ,T от  и осью абсцисс, пропорциональна энергетической светимости R e черного тела и, следовательно, по закону Стефана - Больцмана, четвертой степени температуры.

Немецкий физик В. Вин (1864-1928), опираясь на законы термо- и электродинамики, установил зависимость длины волны  max, соответствующей максимуму функции r ,T , от температуры Т. Согласно закону смещения Вина,

(199.2)

т. е. длина волны  max, соответствующая максимальному значению спектральной плотности энергетической светимости r ,T черного тела, обратно пропорциональна его термодинамической температуре, b - постоянная Вина; ее экспериментальное значение равно 2,910-3 мК. Выражение (199.2) потому называют законом смещения Вина, что оно показывает смещение положения максимума функции r ,T по мере возрастания температуры в область коротких длин волн. Закон Вина объясняет, почему при понижении температуры нагретых тел в их спектре все сильнее преобладает длинноволновое излучение (например, переход белого каления в красное при остывании металла).

5. Формулы Рэлея - Джинса и Планка

Из рассмотрения законов Стефана - Больцмана и Вина следует, что термодинамический подход к решению задача о нахождении универсальной функции Кирхгофа r ,T не дал желаемых результатов. Следующая строгая попытка теоретического вывода зависимости r ,T принадлежит английским ученым Д. Рэлею и Д. Джинсу (1877-1946), которые применили к тепловому излучению методы статистической физики, воспользовавшись классическим законом равномерного распределения энергии по степеням свободы.

Формула Рэлея - Джинса для спектральной плотности энергетической светимости черного тела имеет вид

(200.1)

где  =kT - средняя энергия осциллятора с собственной частотой  . Для осциллятора, совершающего колебания, средние значения кинетической и потенциальной энергий одинаковы, поэтому средняя энергия каждой колебательной степени свободы  =kT .

Как показал опыт, выражение (200.1) согласуется с экспериментальными данными только в области достаточно малых частот и больших температур. В области больших частот формула Рэлея - Джинса резко расходится с экспериментом, а также с законом смещения Вина (рис. 288). Кроме того, оказалось, что попытка получить закон Стефана - Больцмана (см. (199.1)) из формулы Рэлея - Джинса приводит к абсурду. Действительно, вычисленная с использованием (200.1) энергетическая светимость черного тела (см. (198.3))

в то время как по закону Стефана - Больцмана R е пропорциональна четвертой степени температуры. Этот результат получил название "ультрафиолетовой катастрофы". Таким образом, в рамках классической физики не удалось объяснить законы распределения энергии в спектре черного тела.

В области больших частот хорошее согласие с опытом дает формула Вина (закон излучения Вина), полученная им из общих теоретических соображений:

где r ,T - спектральная плотность энергетической светимости черного тела, С и А - постоянные величины. В современных обозначениях с использованием постоянной Планка, которая в то время еще не была известна, закон излучения Вина может быть записан в виде

Правильное, согласующееся с опытными данными выражение для спектральной плотности энергетической светимости черного тела было найдено в 1900 г. немецким физиком М. Планком. Для этого ему пришлось отказаться от установившегося положения классической физики, согласно которому энергия любой системы может изменяться непрерывно, т. е. может принимать любые сколь угодно близкие значения. Согласно выдвинутой Планком квантовой гипотезе, атомные осцилляторы излучают энергию не непрерывно, а определенными порциями - квантами, причем энергия кванта пропорциональна частоте колебания (см. (170.3)):

(200.2)

где h = 6,62510-34 Джс - постоянная Планка. Так как излучение испускается порциями, то энергия осциллятора  может принимать лишь определенныедискретные значения, кратные целому числу элементарных порций энергии  0:

В данном случае среднюю энергию   осциллятора нельзя принимать равной kT. В приближении, что распределение осцилляторов по возможным дискретным состояниям подчиняется распределению Больцмана, средняя энергия осциллятора

а спектральная плотность энергетической светимости черного тела

Таким образом, Планк вывел для универсальной функции Кирхгофа формулу

(200.3)

которая блестяще согласуется с экспериментальными данными по распределению энергии в спектрах излучения черного тела во всем интервале частот и температур. Теоретический вывод этой формулы М. Планк изложил 14 декабря 1900 г. на заседании Немецкого физического общества. Этот день стал датой рождения квантовой физики.

В области малых частот, т. е. при h <<kT (энергия кванта очень мала по сравнению с энергией теплового движения kT ), формула Планка (200.3) совпадает с формулой Рэлея - Джинса (200.1). Для доказательства этого разложим экспоненциальную функцию в ряд, ограничившись для рассматриваемого случая двумя первыми членами:

Подставляя последнее выражение в формулу Планка (200.3), найдем, что

т. е. получили формулу Рэлея - Джинса (200.1).

Из формулы Планка можно получить закон Стефана - Больцмана. Согласно (198.3) и (200.3),

Введем безразмерную переменную x =h /(kt ); dx =h d /(kT ); d=kT dx/h. Формула для R e преобразуется к виду

(200.4)

где так как Таким образом, действительно формула Планка позволяет получить закон Стефана - Больцмана (ср. формулы (199.1) и (200.4)). Кроме того, подстановка числовых значений k, с и h дает для постоянной Стефана - Больцмана значение, хорошо согласующееся с экспериментальными данными. Закон смещения Вина получим с помощью формул (197.1) и (200.3):

Откуда

Значение  max, при котором функция достигает максимума, найдем, приравняв нулю эту производную. Тогда, введя x=hc/ (kT max), получим уравнение

Решение этого трансцендентного уравнения методом последовательных приближений дает x =4,965. Следовательно, hc/ (kT max)=4,965, откуда

т. е. получили закон смещения Вина (см. (199.2)).

Из формулы Планка, зная универсальные постоянные h, k и с, можно вычислить постоянные Стефана - Больцмана  и Вина b. С другой стороны, зная экспериментальные значения  и b, можно вычислить значения h и k (именно так и было впервые найдено числовое значение постоянной Планка).

Таким образом, формула Планка не только хорошо согласуется с экспериментальными данными, но и содержит в себе частные законы теплового излучения, а также позволяет вычислить постоянные в законах теплового излучения. Следовательно, формула Планка является полным решением основной задачи теплового излучения, поставленной Кирхгофом. Ее решение стало возможным лишь благодаря революционной квантовой гипотезе Планка.

6. Уравнение Эйнштейна для фотоэффекта

Попытаемся объяснить экспериментальные законы фотоэффекта, используя электромагнитную теорию Максвелла. Электромагнитная волна заставляет электроны совершать электромагнитные колебания. При постоянной амплитуде вектора напряженности электрического поля количество энергии, полученной в этом процессе электроном, пропорционально частоте волны и времени "раскачивания". В этом случае энергию, равную работе выхода, электрон должен получить при любой частоте волны, но это противоречит третьему экспериментальному закону фотоэффекта. При увеличении частоты электромагнитной волны больше энергии за единицу времени передается электронам, и фотоэлектроны должны вылетать в большем количестве, а это противоречит первому экспериментальному закону. Таким образом, эти факты объяснить в рамках электромагнитной теории Максвелла было невозможно.

В 1905 г. для объяснения явления фотоэффекта А. Эйнштейн использовал квантовые представления о свете, введенные в 1900 г. Планком, и применил их к поглощению света веществом. Монохроматическое световое излучение, падающее на металл, состоит из фотонов. Фотон - это элементарная частица, обладающая энергией W 0=hν .Электроны поверхностного слоя металла поглощают энергию этих фотонов, при этом один электрон поглощает целиком энергию одного или нескольких фотонов.

Если энергия фотона W 0 равна или превышает работу выхода, то электрон вылетает из металла. При этом часть энергии фотона тратится на совершение работы выхода А в , а остальная часть переходит в кинетическую энергию фотоэлектрона:

W 0=AB +mυ 2max 2,

hν =AB +mυ 2max 2 - уравнение Эйнштейна для фотоэффекта.

Оно представляет собой закон сохранения энергии в применении к фотоэффекту. Это уравнение записано для однофотонного фотоэффекта, когда речь идет о вырывании электрона, не связанного с атомом (молекулой).

На основе квантовых представлений о свете можно объяснить законы фотоэффекта.

Известно, что интенсивность света I =WSt , где W - энергия падающего света, S - площадь поверхности, на которую падает свет, t - время. Согласно квантовой теории, эта энергия переносится фотонами. Следовательно, W = N f hν , где

КВАНТОВАЯ ОПТИКА

Раздел статистической оптики, изучающий микроструктуру световых полей и оптич. явления, в к-рых видна квант. природа света. Представление о квант. структуре излучения введено нем. физиком М. Планком в 1900.

Статистич. структуру интерференц. поля впервые наблюдал С. И. Вавилов (1934), им же предложен термин «микроструктура света».

Световое - сложный физ. объект, состояние к-рого определяется бесконечным числом параметров. Это относится и к монохроматическому излучению, к-рое при классич. описании характеризуется полностью амплитудой, частотой, фазой и поляризацией. Задача полного определения светового поля не может быть решена из-за непреодолимых технич. трудностей, связанных с бесконечным числом измерений параметров поля. Дополнит. сложности в решение этой задачи вносит существенно квант. хар-р измерений, т. к. они связаны с регистрацией фотонов фотодетекторами.

Успехи лазерной физики и совершенствование техники регистрации слабых световых потоков определили развитие и задачи К. о. Долазерные источники света по своим статистич. св-вам однотипны генераторам шума, имеющего гауссовское . Состояние их полей практически полно определяется формой спектра излучения и его интенсивностью. С появлением квант. генераторов и квант. усилителей К. о. получила в своё распоряжение широкий ассортимент источников с весьма разнообразными, в т. ч. не гауссовскими, статистич. хар-ками.

Простейшая хар-ка поля - его ср. интенсивность. Более полная хар-ка- ф-ция пространственно-временного распределения интенсивности поля, определяемая из экспериментов по регистрации во времени фотонов одним детектором. Ещё более полную информацию о состоянии поля дают исследования квант. его разл. величин, к-рые удаётся частично определить из экспериментов по совместной регистрации фотонов поля неск. приёмниками, либо при исследовании многофотонных процессов в в-ве.

Центр. понятиями в К. о., определяющими состояние поля и картину его флуктуации, явл. т. н. корреляционные ф-ции или полевые корреляторы. Они определяются как квантовомеханич. средние от операторов поля (см. КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ). Степень сложности корреляторов определяет ранг, причём, чем он выше, тем более тонкие статистич. св-ва поля им характеризуются. В частности, эти ф-ции определяют картину совместной регистрации фотонов во времени произвольным числом детекторов. Корреляционные ф-ции играют важную роль в нелинейной оптике. Чем выше степень нелинейности оптич. процесса, тем более высокого ранга корреляторы необходимы для его описания. Особое значение в К. о. имеет понятие квантовой когерентности. Различают частичную и полную поля. Полностью когерентная волна по своему действию на системы максимально подобна классич. монохроматич. волне. Это означает, что квант. флуктуации поля когерентной минимальны. Излучение лазеров с узкой спектральной полосой близко по своим хар-кам к полностью когерентному.

Исследование корреляц. ф-ций высших порядков позволяет изучать физ. в излучающих системах (напр., в лазерах). Методы К. о. дают возможность определять детали межмол. вз-ствнй по изменению статистики фотоотсчётов при рассеянии света в среде.

Физический энциклопедический словарь. - М.: Советская энциклопедия . . 1983 .

КВАНТОВАЯ ОПТИКА

Раздел оптики, изучающий статистич. свойства световых полей и квантовое проявление этих свойств в процессах взаимодействия света с веществом. Представление о квантовой структуре излучения введено М. Планком (М. Planck) в 1900. Световое поле, как и любое физ. поле, в силу своей квантовой природы является объектом статистическим, т. е. его состояние определяется в вероятностном смысле. С 60-х гг. началось интенсивное изучение статистич. распределение.) Далее, квантовый процесс спонтанного рождения фотонов является неустранимым источником существенных флуктуации полей, изучаемых К. о.; наконец, сама регистрация света фотоприёмниками - фотоотсчёты - представляет собой дискретный квантовый . шумы генераторов излучения, в среде и т. п. нелинейной оптикой; с одной стороны, в нелинейных оптич. процессах происходит изменение статистич. свойств светового поля, с другой - статистика поля влияет на протекание нелинейных процессов. корреляционными функциями, или полевыми корреляторами. Они определяются как квантово-механич. средние от операторов поля (см. также Квантовая теория поля). Простейшими характеристиками поля являются его и ср. интенсивность. Эти характеристики находят из опытов, напр., интенсивность света - по измерениям скорости фотоэмиссии электронов в ФЭУ. Теоретически эти величины описываются (без учёта поляризации поля) полевым коррелятором в к-ром - эрмитово сопряжённые составляющие оператора электрич. поля
в пространственно-временной точке x=(r,t). Оператор выражается через - оператор уничтожения (см. Вторичное квантование )фотона "k "-й моды поля U k (r):

Соответственно этому выражается через оператор рождения Знак < . . . > обозначает квантовое усреднение по состояниям поля, а если рассматривается его с веществом, то и по состояниям вещества. информация о состоянии поля содержится в корреляторе G 1,1 (x 1 , x 2). В общем случае детальное определение состояния поля требует знания корреляц. ф-ций более высоких порядков (рангов). Стандартной формой корреляторов, обусловленной её связью с регистрацией поглощения фотонов, принята нормально-упорядоченная:

в к-рой все п операторов рождения стоят левее всех га операторов уничтожения Порядок коррелятора равен сумме n+m .Практически удаётся исследовать корреляторы невысоких порядков. Чаще всего это коррелятор G 2,2 ( х 1 ,х 2 ; х 2 ,х 1), к-рый характеризует флуктуации интенсивности излучения, его находят из экспериментов по совместному счёту фотонов двумя детекторами. Подобно этому определяется коррелятор G n,n (x 1 ,. . .х п ; х п,. . .x 1) из регистрации отсчётов фотонов п приёмниками или из данных n -фотонного поглощения. G n,m с п № т возможно только в нелинейных оптич. экспериментах. В стационарных измерениях условие неизменности коррелятора G n,m во времени требует выполнения закона сохранения энергии:

где w 6 частоты гармоник операторов соответственно. В частности, G 2,l находят из пространственной картины интерференции трёхволнового взаимодействия в процессе уничтожения одного и рождения двух квантов (см. Взаимодействие световых волн). Из нестационарных корреляторов особый интерес представляет G 0,1 (x ), определяющий напряжённость квантового поля. Величина |G 0,1 (x )| 2 даёт значение интенсивности поля только в спец. случаях, в частности для когерентных полей. р(п,T) - вероятность реализации точно п фотоотсчётов в интервале времени Т. Эта характеристика содержит в себе скрытую информацию о корреляторах произвольно высоких порядков. Выявление скрытой информации, в частности определение ф-ции распределения интенсивности излучения источником, составляет предмет т. н. обратной задачи счёта фотонов в К. о. Счёт фотонов -эксперимент, имеющий принципиально квантовую природу, что отчётливо проявляется, когда интенсивность I регистрируемого поля не флуктуирует. Даже в этом случае его вызывает случайную во времени последовательность фотоотсчётов с Пуассона распределением

где b - характеристика чувствительности фотодетектора, т. н. его эффективность. Значение g (x 1 , х 2) стремится к 1 по мере разнесения пространственно-временных точек х 1 и х 2 ,что соответствует статистич. независимости фотоотсчётов в них. При совмещении точек x 1 =x 2 =x отличие g (x , х )от единицы (g- 1) характеризует уровень флуктуации интенсивности излучения и проявляется в различии чисел совпадений фотоотсчётов, полученных при одновременной и независимой их регистрации двумя детекторами. Флуктуации интенсивности одномодового поля характеризуются величиной

где усреднение удобно проводить по состояниям |n > (см. Вектор состояния )с матрицей плотности

в к-рой Р п - вероятность реализации моды поля в состоянии с п фотонами. Для теплового излучения вероятность Р п задана Бoзе - Эйнштейна статистикой:

где ср. число фотонов в моде Это сильно флуктуирующее поле, для к-рого g= 2. Оно характеризуется положит. корреляцией g- 1>0 в одновременной регистрации двух фотонов. Такие случаи флуктуации интенсивности, когда g> 1, наз. в К. о. группировкой фотонов. g-1=0 представляют поля, находящиеся в т. н. когерентных состояниях, ук-рых Этот специально выделенный в К. о. класс полей с нефлуктуирующей интенсивностью генерируется, напр., движущимися классически электрическими зарядами. Когерентные поля наиб. просто описываются в т. н. Р (a)-представлении Глаубера (см. Квантовая когерентность). В этом представлении

где

Выражение (**) может рассматриваться как соответствующее классич. выражение для g, в к-ром Р (a) считается ф-цией распределения комплексных амплитуд a классич. поля и для к-рого всегда Р(a)>0. Последнее приводит к условию g >1, т. е. к возможности в классич. полях только группировки. Это объясняется тем, что флуктуации интенсивности классич. поля вызывают одновременно одинаковое изменение фотоотсчётов в обоих фотодетекторах.

Р (a) == d 2 (a - a 0) = d d -

двумерной d-ф-цией в комплексной плоскости a. Тепловые классич. поля характеризуются положит. ф-цией (что и описывает группировкув них). Для квантовых полей Р (a) - ф-ция вещественная, но в конечной области аргумента а она может принимать отрицат. значение, тогда она представляет т. н. квазивероятности. Статистика фотоотсчётов у полей с точно заданным числом N >1 фотонов в моде P n = d nN (d nN - Кронекера символ )является существенно неклассической. Для этого состояния g = 1 - 1/N, что соответствует отрицат. корреляции: g- 1 <0. Такие случаи наз. в К. о. антигруппировкой фотонов, к-рую можно объяснить тем, что фотона одним из детекторов уменьшает вероятность фотоотсчёта в другом. Эффект антигруппировки наблюдается и в свете, резонансно рассеянном одним атомом. В этом случае регистрируемые кванты спонтанно рождаются в среднем через определ. интервалы времени и вероятность одноврем. рождения двух квантов равна нулю, что и даёт нулевую вероятность их одноврем. регистрации. многофотонные процессы. К. о. находит всё более широкую область применения. Так, напр., в связи с проектированием оптич. системы для регистрации гравитац. волн и постановкой т. н. невозмущающих оптич. экспериментов, в к-рых уровень флуктуации, в т. ч. квантовых, сводится к минимуму, внимание исследователей привлекают такие состояния поля, наз. "сжатыми", в к-рых флуктуации интересующей величины (подобной интенсивности или фазе идеально стабилизированного лазера) могут быть в принципе сведены до нуля. Лит.: Г л а у б е р Р., Оптическая когерентность и статистика фотонов, в кн.: Квантовая оптика и квантовая радиофизика, пер. с англ. и франц., М., 1966; Клаудер Д ж., Сударшан Э., Основы квантовой оптики, пер. с англ., М.. 1970; Перина Я., Когерентность света, пер. с англ., М., 1974; Спектроскопия оптического смешения и фотонов, под ред. Г, Камминса, Э. Пайка, пер. с англ., М., 1978; К л ы ш к о Д. Н., Фотоны и , М., 1980; Кросиньяни Б., Ди Порто П., Бертолотти М., Статистические свойства рассеянного света, пер. с англ., М., 1980. С. Г . Пржибельский.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. - М.: Советская энциклопедия . Главный редактор А. М. Прохоров . 1988 .

Смотреть что такое "КВАНТОВАЯ ОПТИКА" в других словарях:

Раздел оптики, изучающий статистические свойства световых полей (потоков фотонов) и квантовые проявления этих свойств в процессах взаимодействия света с веществом … Большой Энциклопедический словарь

КВАНТОВАЯ ОПТИКА - раздел теоретической физики, изучающий микроструктуру световых полей и оптические явления, подтверждающие квантовую природу света … Большая политехническая энциклопедия

Раздел оптики, изучающий статистические свойства световых полей (потоков фотонов) и квантовые проявления этих свойств в процессах взаимодействия света с веществом. * * * КВАНТОВАЯ ОПТИКА КВАНТОВАЯ ОПТИКА, раздел оптики, изучающий статистические… … Энциклопедический словарь

квантовая оптика - kvantinė optika statusas T sritis fizika atitikmenys: angl. quantum optics vok. Quantenoptik, f rus. квантовая оптика, f pranc. optique quantique, f … Fizikos terminų žodynas

Раздел оптики, изучающий статистич. свойства световых полей (потоков фотонов) и квантовые проявления этих свойств в процессах взаимодействия света с веществом … Естествознание. Энциклопедический словарь

Имеет следующие подразделы (список неполный): Квантовая механика Алгебраическая квантовая теория Квантовая теория поля Квантовая электродинамика Квантовая хромодинамика Квантовая термодинамика Квантовая гравитация Теория суперструн См. также… … Википедия

Раздел подготовлен Филиппом Олейником

КВАНТОВАЯ ОПТИКА - раздел оптики, изучающий микроструктуру световых полей и оптические явления в процессах взаимодействия света с веществом, в которых проявляется квантовая природа света.

Начало квантовой оптике было положено М. Планком в 1900 г. Он ввёл гипотезу, коренным образом противоречащую представлениям классической физики. Планк предположил, что энергия осциллятора может принимать не любые, а вполне определённые значения, пропорциональные некоторой элементарной порции - кванту энергии . В связи с этим испускание и поглощение электромагнитного излучения осциллятором (веществом) осуществляется не непрерывно, а дискретно в виде отдельных квантов, величина которых пропорциональна частоте излучения: ,

где коэффициент получил впоследствии название постоянной планка. Определённое из опыта значение

Постоянная Планка - это важнейшая универсальная постоянная, играющая в квантовой физике такую же фундаментальную роль, как скорость света в теории относительности.

Планк доказал, что формулу для спектральной плотности энергии теплового излучения можно получить только в том случае, если допустить квантование энергии. Предыдущие попытки рассчитать спектральную плотность энергии теплового излучения приводили к тому, что в области малых длин волн, т.е. в ультрафиолетовой части спектра, возникали неограниченно большие значения — расходимости. Разумеется, в эксперименте никаких расходимостей не наблюдалось, и это несоответствие между теорией и экспериментом получило название "ультрафиолетовой катастрофы". Предположение о том, что излучение света происходит порциями, позволило убрать расходимости в теоретически рассчитанных спектрах и, тем самым, избавиться от "ультрафиолетовой катастрофы".

В XX в. появилось представление о свете как о потоке корпускул, т. е. частиц. Тем не менее, волновые явления, наблюдаемые для света, например, интерференцию и дифракцию, не удавалось объяснить с точки зрения корпускулярной природы света. Получалось, что свет, да и вообще электромагнитное излучение — это волны и в то же время поток частиц. Объединить эти две точки зрения позволил развитый к середине 20 в. квантовый подход к описанию света. С точки зрения такого подхода, электромагнитное поле может находиться в одном из различных квантовых состояний. При этом существует только один выделенный класс состояний с точно заданным числом фотонов - фоковские состояния, названные так по имени В.А.Фока. В фоковских состояниях число фотонов фиксировано и может быть измерено со сколь угодно высокой точностью. В остальных же состояниях измерение числа фотонов всегда будет давать некоторый разброс. Поэтому фразу "свет состоит из фотонов" не следует понимать буквально — так, например, свет может находиться в таком состоянии, что с вероятностью 99% он не содержит фотонов, а с вероятностью 1% он содержит два фотона. В этом одно из отличий фотона от других элементарных частиц — например, количество электронов в ограниченном объеме задано совершенно точно, и его можно определить, измерив полный заряд и поделив на заряд одного электрона. Количество же фотонов, находящееся в некотором объеме пространства в течение некоторого времени, измерить точно можно в очень редких случаях, а именно, только тогда, когда свет находится в фоковских состояниях. Целый раздел квантовой оптики посвящен различным способам приготовления света в различных квантовых состояниях, вчастности, приготовление света в фоковских состояниях представляет собой важную и не всегда выполнимую задачу.