Единое окно доступа к образовательным ресурсам

Эффект пространственной модуляции интенсивности люминесценции кристаллов: Методическое пособие

Голосов: 0

Пособие содержит лабораторную работу по разделу "Физика твердого тела и оптика". Предназначено для студентов физических специальностей университетов. Цель работы - изучение механизма взаимодействия поляризованного лазерного излучения с анизотропными квантовыми системами в двулучепреломляющих кристаллах, анализ природы эффекта пространственно-периодической модуляции интенсивности люминесценции таких кристаллов.

Приведенный ниже текст получен путем автоматического извлечения из оригинального PDF-документа и предназначен для предварительного просмотра.
Изображения (картинки, формулы, графики) отсутствуют.
                          ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ
               ГОСУДАРСТВЕННОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО
                         ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ
                    ИРКУТСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ
                                             (ГОУ ВПО ИГУ)
                                   КАФЕДРА ОБЩЕЙ ФИЗИКИ




                                                          Е.Ф. Мартынович




             Эффект пространственной модуляции
           интенсивности люминесценции кристаллов
                                    Методическое пособие




                                           Иркутск 2005 г


PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


              Печатается по решению учебно-методического совета ГОУ ВПО
                       Иркутского государственного университета


           Составитель Е.Ф. Мартынович:                           доктор физ. – мат. наук,
                                                                  профессор



         Эффект пространственной модуляции интенсивности люминесценции
    кристаллов. Методическое пособие – Иркутск: Иркутский филиал института
    лазерной физики СО РАН, ИГУ, 2005 – с. 21




         Пособие содержит лабораторную работу по разделу физика твёрдого
    тела и оптика. Предназначено для студентов физических специальностей
    вузов.




                                                     Иркутский филиал Института
                                                     лазерной физики СО РАН, 2005
                                                     Иркутский государственный
                                                     Университет, 2005.




PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


                                        ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА

             ЭФФЕКТ ПРОСТРАНСТВЕННОЙ МОДУЛЯЦИИ ИНТЕНСИВНОСТИ
                        ЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ КРИСТАЛЛОВ


                    Необходимое оборудование:

            1. Лазерный диод;
            2. Лазерный микрочип, включающий лазерный кристалл, генератор второй
               гармоники и оптический резонатор;
            3. Синий светодиод;
            4. Полированные ориентированные образцы кристаллов фторида магния и
               сапфира,      содержащих     анизотропные    квантовые      системы,
               люминесцирующие при возбуждении излучением второй гармоники, а
               также синего светодиода;
            5. Цифровой фотоаппарат;
            6. Оптический столик;
            7. Юстировочный механизм для установки и юстировки кристаллов.

                  Цель работы - изучение механизма взаимодействия поляризованного
            лазерного излучения с анизотропными квантовыми системами в
            двулучепреломляющих       кристаллах,    анализ     природы      эффекта
            пространственно-периодической модуляции интенсивности люминесценции
            таких кристаллов. При выполнении данной работы ставится также цель
            закрепления и углубления знаний по таким смежным вопросам как двойное
            лучепреломление света в кристаллах, двойное поглощение, симметрия
            кристаллов, ориентация находящихся в них квантовых систем, которые могут
            служить рабочими центрами лазерных сред и насыщающихся поглощающих
            кристаллических оптических материалов. Студенты получат знания,
            необходимые для построения тензоров диэлектрической проницаемости
            кристаллов и электрической восприимчивости внедренных в них
            анизотропных квантовых систем, оценят значение диаграммы направленности
            излучения элементарных излучателей в механизме эффекта пространственной
            модуляции интенсивности люминесценции.




                                                         3

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


                                      КРАТКАЯ ТЕОРИЯ ЭФФЕКТА

                                       1. Схема наблюдения эффекта

                 Схема наблюдения эффекта пространственной модуляции интенсивности
            люминесценции кристаллов довольно проста [1,2]. Для его наблюдения
            необходимо иметь люминесцирующий анизотропный кристалл с
            полированными гранями. Через одну из граней направляется лазерное
            излучение, возбуждающее люминесценцию. Через другую грань в
            направлении,      перпендикулярном      направлению       распространения
            возбуждающего       излучения,    наблюдают      люминесценцию.       При
            соответствующей      природе   квантовых    систем,    ответственных    за
            люминесценцию, и некоторых других условиях люминесценция может
            наблюдаться в виде периодически чередующихся ярких и темных слоев.
            Правильнее будет сказать, что люминесценция имеет пространственно-
            периодическую модуляцию интенсивности в направлении распространения
            возбуждающего излучения. На рис. 1 показана схема наблюдения эффекта,
            показано также, что период модуляции изменяется в зависимости от величины
            угла между оптической осью и направлением распространения изучения.




              Рис.1. Схема наблюдения эффекта пространственной модуляции интенсивности
                                      люминесценции кристаллов




                                           2. Исходные уравнения

                 Описанный эффект является результатом своеобразной комбинации
            следующих явлений и свойств, реализующихся при взаимодействии излучения
            с веществом:

                                                         4

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


                - двойного лучепреломления возбуждающего излучения в кристалле,
            которое определяется главным образом формулой симметрии кристалла,
            видом и величиной компонентов тензора его диэлектрической проницаемости;
                - поглощения света квантовыми системами, ответственными за
            люминесценцию, которое в существенной мере определяется формулой
            симметрии кристалла и тензором электрической восприимчивости квантовых
            систем;
                - спонтанного излучения квантовых систем с учетом диаграммы его
            направленности.

                  При описании пространственной картины распределения плотности
            возбуждения анизотропных кристаллов, мы ограничимся резонансным
            взаимодействием содержащихся в них поглощающих центров с оптическим
            излучением. Это могут быть центры различной природы, например, центры
            окраски, примесные ионы с локальной компенсацией заряда, молекулярные
            ионы и др. Система уравнений движения, описывающих такое
            взаимодействие, должна включать дифференциальные уравнения для
            электрической поляризации среды, концентраций центров и волновое
            уравнение для поля. При составлении такой системы необходимо учитывать
            тензорные свойства кристаллов, реальные ориентации дипольных моментов
            переходов в изучаемых центрах, знать энергии этих переходов. При
            изложении теории эффекта ограничимся рассмотрением кристаллов средней
            категории, т.е. кристаллов, обладающих одной оптической осью.

                  В качестве исходных уравнений используем уравнения движения для
            дипольного момента поглощающих центров

                   ё&
                   &        +
                                  2
                                          ё
                                          &       +    Ω ё
                                                        2
                                                                     =
                                                                         2Ω
                                                                          h
                                                                               (ρ        −    ρ        )⋅  ё
                                                                                                          
                                                                                                          
                                                                                                                     ё
                                                                                                                         *
                                                                                                                             
                                                                                                                             
                                                                                                                                E   j
                                                                                                                                                   (1)
                        i
                                T     2
                                              i                  i                  11            22             i       j


                                                                                i, j = x, y, z

            и для диагональных элементов матрицы оператора плотности

                                                       (ρ        −ρ           ) − (ρ          −ρ             )
                                                                                                             e
                   ∂
                   ∂t
                        (ρ   11
                                  −ρ
                                          22
                                                  )+        11           22              11             22
                                                                                                                     =−
                                                                                                                              2
                                                                                                                             hΩ
                                                                                                                                         ёi
                                                                                                                                         &    Ei   (2)
                                                                              T1
            полученные для двухуровневых квантовых систем, взаимодействующих друг с
            другом, с излучением и с термостатом, под которым понимается весь
            кристалл, исключая рассматриваемые квантовые системы, люминесценцию
            которых мы описываем [3]. Здесь ёi - i-тая координатная компонента
            оператора дипольного момента частицы, ρ11 и ρ22 - диагональные элементы
            матрицы плотности, T1 и T2 - постоянные времени энергетической и фазовой
            релаксации соответственно, Ω - частота перехода, Ei - i-тая координатная
            компонента поля, L - поправочный множитель для локального поля, h -
                                                                                          5

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


            постоянная Планка. Угловые скобки означают квантовомеханическое
            усреднение, знак e помечает равновесное значение величины, над которой он
            стоит.

                  Кристаллы, для которых проводился расчет, и которые используются в
            экспериментах - это немагнитные диэлектрики, содержащие собственные или
            примесные поглощающие и люминесцирующие центры. Распространение
            света в таких кристаллах описывается             волновым уравнением,
            скомбинированным из уравнений Максвелла. Поскольку рассматриваемые
            нами дефекты связаны с возбуждением поглощающих центров, исходные
            уравнения должны учитывать поглощение излучения. Для этого в литературе
            используются различные подходы.
               Например, в [4] поглощение учитывается введением в уравнение
            Максвелла феноменологической проводимости диэлектрика. В [3]
            поглощение, обусловленное квантовыми переходами в рассматриваемых
            центрах, учитывается введением поляризации P , обусловленной этими
            переходами:

                     D = ε 0 E + Pα + P = ε 0 E + ε 0 χα E + P = ε 0 (1 + χα )E + P = εE + P

            где D - вектор электрической индукции, Pα - поляризация кристалла, не
            связанная с рассматриваемым поглощающим переходом, χα - тензор
            восприимчивости, определяющий эту поляризацию, ε0 - электрическая
            постоянная, ε - тензор диэлектрической проницаемости, не учитывающий
            рассматриваемый переход. Здесь в дальнейших расчетах тоже будет выделена
            поляризация, обусловленная рассматриваемым переходом аналогично [3], а
            другими потерями будем пренебрегать, учитывая, что при отсутствии
            примесных центров или центров окраски кристаллы прозрачны, как,
            например, прозрачны кристаллы лейкосапфира в видимой области спектра.
                   Таким образом, для наших условий уравнения Максвелла имеют вид:
               ∇B = 0                     ∇D = 0
                            ∂D                      ∂B
               ∇ЧH =                      ∇ЧE =−
                            ∂T                      ∂T                                           (3)

               B = ё 0H                    D = εE + P

            а соответствующее им волновое уравнение, полученное обычным путем,

             ∇ Ч (∇ Ч E ) + ё0 (ε + ε 0 χ )E = 0
                                           &&                                                  (4)




                                                         6

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


                   Для выяснения условий, при которых плотность возбуждения имеет
            пространственно-периодический характер, рассмотрим несколько моделей
            кристалла, отличающихся распределением поглощающих центров по
            ориентациям их дипольных моментов переходов. Обычно при исследовании
            взаимодействия излучения с поглощающими центрами в анизотропных
            кристаллах, например, с центрами окраски, конкретная ориентация их
            дипольных моментов не известна. Однако число возможных ориентаций, их
            взаимное положение определяются точечной группой или классом симметрии
            кристалла. Так, кристаллы сапфира, имеющие формулу симметрии L33L23PC,
            относятся к аксиально-центральному (планаксиальному) классу 3m (D3d, по
            Шенфлису) тригональной сингонии, средней категории [5]. Любая возможная
            ориентация дипольного момента перехода в этих кристаллах будет
            размножена до трех ориентаций, благодаря наличию оси симметрии третьего
            порядка L3. Их проекции на плоскость, перпендикулярную оптической оси
            будут ориентированы под углом 120. Благодаря отражению в плоскостях 3P
            появятся еще три возможных ориентации. Все они показаны на рис. 2. Эти
            шесть возможных ориентаций будут определять свойства тензора
            восприимчивости      данных     кристаллов.    Более    простой      случай
            осесимметричного распределения реализуется, если совмещаются два
            треугольника на рис. 2 и получится картина, показанная на рис. 3. Очевидно,
            что при равновероятном распределении центров по ориентациям, показанным
            на рис.2 и 3, направления главных осей тензоров диэлектрической
            проницаемости и электрической восприимчивости совпадут. Это характерно
            для кристаллов средней категории. Рассмотренная ниже первая модель для
            расчета соответствует этому случаю.

                                3. Зависимость поглощаемой мощности от
                                 расстояния в кристалле при совпадении
                                направлений главных осей тензоров ε и χ.


                    На рис.4 показано взаимное расположение оптической оси с кристалла,
            осей координат, волнового k и лучевого S векторов, векторов поля D и E и
            их компонент для обыкновенной (индекс о) и необыкновенной (индекс е)
            волн, показаны углы, определяющие ориентацию соответствующих векторов
            и осей.
                    Используя систему исходных уравнений (1) и рассматривая отдельные
            группы (ориентации) поглощающих центров, показанные на рис.3 ,
            конкретизируем вид правых частей этих уравнений. Например, для группы
            центров с ориентацией 2 уравнения для координатных компонент ёi имеют
            вид:




                                                         7

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


                                                                                                      2

                         ёx
                         &&    +
                                   2
                                        ёx
                                        &    +Ω
                                                    2
                                                        ёx   =
                                                                 2πΩ
                                                                  h
                                                                     L   (ρ   11
                                                                                   −ρ
                                                                                         22
                                                                                              ) ё2
                                                                                                 12
                                                                                                          Ч
                                   T2
                      3                 3                                         
                    Ч  E x sin 2 β ё +
                      2                   E y sin 2 β ё − 3 E z sin β ё ⋅ cos β ё 
                                                                                   
                                       2                                          
                  Записывая аналогичные уравнения для других групп центров, переходя
            от дипольных моментов ё i к поляризации Pi и производя усреднение по
            ориентациям, получим следующие уравнения:


                                                2Ω
                                                   L( N 1 − N 2 ) ⋅ ё12
                             &&   2 &                                              1
                             Px + Px + Ω 2 Px =                                      E x sin 2 β ё
                                                                               2

                                 T2              h                                 2
                               2Ω
             && 2 &               L( N1 − N 2 ) ⋅ ё12
                                                      2 1
             Py + Py + Ω2 Py =                            E y sin2 β ё                                            (5)
                 T2             h                       2
                               2Ω
             && 2 &               L( N1 − N 2 ) ⋅ ё12
                                                      2 1
             Pz + Pz + Ω2 Pz =                            E z sin 2 β ё
                 T2             h                       2

                  Подставляя в уравнения (5) как обычно P и E в виде комплексных,
            плоских, гармонических волн найдем тензор восприимчивости в следующем
            виде:
                                        1 2                              
                                         sin β ё                         
                                        2                                
                   π
                       L ё12 ( N1 − N2 )                                  ⋅ g (ω )
                                                    1 2                       ~
             χ =−                                     sin β ё
                            2

                  hε 0                             2                                                            (6)
                                                                1 2 
                                                                  cos βё 
                                                                2        

                ~
            где g (ω ) - комплексная функция формы спектральной полосы. Волновое
            уравнение (4) для условий, принятых в данном разделе, приводит к обычному
            уравнению Френеля, в котором, выделены слагаемые, относящиеся к
            изучаемому квантовому переходу:

                 c2 2            2                                                             
                         (         ) (        )  c2    2
                                                        (        )(
                                                                 2    2
                                                                          )
                                                                         c2
                                                                                     (          )(
                 2 k − n⊥ + χ⊥  ⋅  n|| + χ|| ⋅ 2 + n⊥ + χ⊥ ⋅ kx + ky ⋅ 2 − n⊥ + χ⊥ ⋅ n|| + χ||  = 0
                         2                                                     2          2
                                                                                                              )
                ω                             ω                       ω                        
                                   ε
            где n⊥ = ε ⊥ ε , n||2 = || ε , ε⊥ и ε// - диэлектрические проницаемости кристалла в
                 2

                          0             0

            направлениях поперек и вдоль оптической оси, соответственно. Это уравнение
            показывает, что в рассматриваемом случае в кристалле, как обычно, будут
            существовать две волны, обыкновенная и необыкновенная, а величина

                                                             8

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


            действительной и мнимой частей модуля волнового вектора для этих волн
            определяется следующим выражением:
                   ω ⋅ n⊥     χ′ 
              ′
             k0 =          1 + ⊥2  ,
                            2n 
                     c          ⊥ 

                   ωχ ⊥′′
             k0′ =
              ′           ,
                   2cn⊥
                          2 n⊥  2
                                  2
                                                            n2      
                          n⊥ +      χ |′ sin θ +  n||2 + || 2 χ ⊥  cos 2 θ
                                                                   ′
                 ωn n          2n|| 
                                   2                       2n⊥      
             ke = ⊥ || ⋅ 
              ′                                                                       (7)
                   c                   2
                                         (
                                     n sin θ + n cos θ 2
                                             ⊥
                                              2     2      2
                                                             ||
                                                               3
                                                                  )

                     ω         n⊥ χ ||′′sin 2 θ + n||4 χ ⊥
                                4
                                                         ′′
             ke′ =
              ′            ⋅                                                             (8)
                              (
                   2cn|| n⊥ n 2 sin 2 θ + n 2 cos 2 θ 3 2
                             ⊥                 ||        )
                   Полученные значения ko , ke′ , ko′, ke′′ численно определяют величины
                                           ′       ′
            показателей преломления и коэффициентов поглощения для двух
            распространяющихся в кристалле световых волн с учетом влияния
            поглощающих центров на дисперсию кристалла.
                   Теперь, когда определены тензор восприимчивости и характеристики
            световых волн, можно найти зависимость поглощаемой мощности от
            расстояния, пройденного светом от поверхности кристалла. Мощность
            излучения, поглощаемого кристаллом в единице объема, определяется
            дивергенцией вектора Умова-Пойнтинга :

            W = − divS = ∇ (E Ч H ) = E P
                                        &                                                (9)

                  После временного усреднения по высокочастотным световым
            колебаниям это дает


            W (r ) =
                           ωε0
                            2
                                         [
                               Re i( χαα + iχαα )Eα Eα =
                                      ′      ′′
                                                 ~* ~
                                                                           ]
              ωε
               2
                       2
                         [   ′′
                                     ′ 2             (
                                                     2      ′′
             = 0 χ xx Ex e 2k0r + χ ′yy E y + χ zz E z e 2 ker                   )   ]   (10)


                ~
            где Eα - комплексная амплитуда, а Eα - действительная амплитуда. Если
            волновой вектор возбуждающего излучения k направлен по оси у, то:

            2 k0′′r = 2 ko y = -Г0у, 2 ke′′r = 2 ke y = -Гe у,



                                                                      9

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com


            где Гo и Гe - коэффициенты поглощения обыкновенной и необыкновенной
            волн кристаллом, соответственно. Полученное выражение (10) показывает,
            что для заданных условий, когда направления главных осей тензоров и
            совпадают, с увеличением расстояния происходит простое затухание
            поглощенной мощности, обусловленное ослаблением световых волн,
            распространяющихся в кристалле. Аналогично ведет себя плотность
            возбуждения кристалла, мерой которой можно избрать величину населенности
            второго уровня N2. Уравнение для разности населенностей уровней N1 и N2
            получается из исходного уравнения (2) для диагональных элементов
            оператора плотности после усреднения по ориентациям:

             ∂
                (N1 − N 2 ) + (N 1 − N 2 ) ⋅ (N 1 − N 2 ) = − 2 W
                                                         e
                                                                                   (11)
             ∂t                           T1                 hΩ

            или для стационарного случая

                                                 2T1
            ( N 1 − N 2 ) − ( N 1 − N 2 )e = −       W
                                                 hΩ

            Учитывая, что N 2e ≈ 0, N1e ≈ NV и NV − N1 = N 2 , получим

                    T1
             N2 =      W
                    hΩ

            Мощность интегральной по направлениям люминесценции, выраженная через
            число квантов, равна

                                    aT1
             I( r ) = aN2 ( r ) =       W( r ) ,
                                    hω
            где a- вероятность излучательного перехода.
                    Таким образом, для заданных условий, когда главные оси тензоров
            совпадают, или другими словами, когда тензоры ε и χ имеют диагональный
            вид, поглощаемая мощность, плотность возбуждения вещества и интегральная
            по направлениям интенсивность люминесценции одинаково зависят от
            расстояния, пройденного излучением в кристалле, и эта зависимость для
            случая слабого линейного возбуждения просто определяется ослаблением
            излучения в соответствии с законом Бугера-Ламберта-Бера с учетом двойного
            поглощения, характерного для анизотропного кристалла. Никакой
            пространственной модуляции поглощенной кристаллом энергии или
            интенсивности излученной люминесценции в данной модели не возникает.
                    Если на этой стадии ограничить рассмотрение теории взаимодействия
            излучения с анизотропными кристаллами, можно сделать ошибочный вывод,
                                                             10

PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика