Багатофотонні процеси, процеси взаємодії електромагнітного випромінювання з речовиною, що супроводяться поглинанням або випусканням (або тим і іншим) декількох електромагнітних квантів (фотонів ) в елементарному акті.
Основна трудність спостереження М. п. — їх надзвичайно мала вірогідність в порівнянні з одинфотонними процесами. У оптичному діапазоні до появи лазерів спостерігалися лише двохфотонні процеси при розсіянні світла: резонансна флуоресценція (див. Люмінесценція ) , релєєвськоє розсіяння світла, Мандельштама — Бріллюена розсіяння і комбінаційне розсіяння світла . При резонансній флуоресценції ( мал. , а) атом або молекула поглинають в елементарному акті одночасно один фотон збуджуючого випромінювання ћ w 1 і випускають один фотон ћ w 2 тій же самій енергії. Розсіюючий атом при цьому знову виявляється на тому ж самому рівні енергії E 1 . У елементарному акті бріллюеновського і комбінаційного розсіяння в результаті поглинання і випускання фотонів розсіююча частка виявляється на рівні енергії, що задовольняє закону збереження енергії для всього двохфотонного процесу в цілому: збільшення енергії частки E 2 — E 1 дорівнює різниці енергій поглиненого і випущеного фотонів ћ w 1 — ћ w 2 ( мал. , би). Після появи лазерів стало можливим спостереження процесів багатофотонного збудження, коли в елементарному акті одночасно поглинається декілька фотонів збуджуючого випромінювання ( мал. , в). Так, при двохфотонному збудженні атом або молекула одночасно поглинають два фотони ћ w 1 і ћ w 2 і виявляються у збудженому стані з енергією E 2 = E 1 + ( ћ w 1 + ћ w 2 ) (див. Вимушене розсіяння світла, Нелінійна оптика ) .
Представлення о М. п. виникло в квантовій теорії поля для опису взаємодії випромінювання з речовиною. Ця взаємодія описується через елементарних одинфотонних акти поглинання і випускання фотонів, причому р -прібліженію теорії обурень відповідає елементарний акт з одночасною участю р фотонів; р -фотонний перехід можна розглядати як перехід, що відбувається в р етапів через р , — 1 проміжних станів системи: спочатку поглинається (або випускається) один фотон і система із стану E 0 переходить в стан E 1 , потім поглинається (або випускається) другий фотон і система виявляється в змозі E 2 і т. д.; нарешті, в результаті р елементарних одинфотонних актів система опиняється в кінцевому стані E р .
В разі М. п. з поглинанням або вимушеним випусканням р фотонів однакової частоти w величина вірогідності переходу пропорційна числу фотонів цієї частоти в мірі р тобто інтенсивності випромінювання в цій мірі.
Вірогідність М. п. за участю р фотонів відрізняється від вірогідності М. п. за участю ( р — 1) фотона множником, який в оптичному діапазоні для нерезонансних дозволених дипольних електричних переходів (див. Квантові переходи ) ~ ( Е св /Е ат ) 2 , де Е св — амплітуда напруженості електричного поля випромінювання, Е ат — середня напруженість внутріатомного електричного поля (~ 10 9 в/см ) . Для всіх нелазерних джерел випромінювання Е св << Е ат і із збільшенням числа фотонів вірогідність переходу різко зменшується. В разі лазерних джерел вже досягнута настільки велика щільність потужності випромінювання (10 15 Вт/см 2 ) , що Е св /Е ат ~ 1 і вірогідність М. п. за участю великого числа фотонів стає порівнянною з вірогідністю одинфотонних переходів.
Правила відбору для М. п. відмінні від правил відбору для одинфотонних. У системах з центром симетрії дипольні електричні переходи за участю парного числа фотонів дозволені лише між станами з однаковою парністю, а за участю непарного числа фотонів — між станами з різною парністю. На нових правилах відбору для М. п. засноване одне з найбільш принципових вживань М. п. — багатофотонна спектроскопія. Вимір спектрів багатофотонного поглинання дозволяє оптичними методами досліджувати енергетичні стани, збудження яких заборонене з основного полягання в одинфотонних процесах.
На відміну від одинфотонних процесів, закон збереження енергії при М. п. може бути виконаний при результуючому переході атома з нижчого у вищий енергетичний стан не лише з поглинанням, але і з випусканням окремих фотонів. Тому М. п. лежать в основі методів перетворення частоти випромінювання лазерів і створення нових перебудовуваних по частоті лазерних джерел випромінювання (генераторів гармонік, генераторів комбінаційних частот, параметричних генераторів світла і т. п.). На основі М. п. можливо також створення перебудовуваних по частоті джерел потужного оптичного випромінювання.
Літ.: Бонч-Бруєвіч А. М., Ходове Ст А., Багатофотонні процеси, «Успіхи фізичних наук», 1965, т. 85, ст 1, с. 3—67; їх же, Багатофотонні процеси в оптичному діапазоні, «Ізв. АН(Академія наук) БССР, сірок.(середина) фізико-математичних наук», 1965 № 4, с. 13—32.
