Вероятность - оптический переход
Cтраница 3
Если же данный оптический переход запрещен и, следовательно, величина ( Яц ] 2 равна нулю, сечение возбуждения при электронном ударе будет определяться матричным элементом, отвечающим квадрупольному излучению. Таким образом:, из расчета следует, что вероятность возбуждения данного уровня электронным ударом должна быть пропорциональна вероятности соответствующего оптического перехода. [31]
При возбуждении полупроводника уровень заполнения зоны зависит от функции плотности состояний g ( E), а само g ( E) зависит от уровня заполнения. Поэтому для строгого расчета спектров усиления, спонтанного испускания и порогового тока необходимо решать самосогласованную задачу и при этом учитывать зависимость вероятности оптических переходов от энергии. Из расчетов следует, что в активной области типичных ин-жекционных гомолазеров на основе арсенида галлия хвост зоны проводимости пренебрежимо мал по сравнению с хвостом валентной зоны. Поэтому в процессе генерации уровень Ферми находится в пределах параболической части зоны проводимости, а не ее хвоста. Этим, по-видимому, объясняются удовлетворительные результаты, которые получены в теории порога генерации с помощью модели параболических зон. [32]
Благодаря множителю Т 1 волновая функция нормирована таким образом, что соответствует случаю, когда в объеме кристалла находится одно примесное состояние; величина k отсчитывается от экстремума зоны. Видно, что в примесную волновую функцию существенный вклад вносят лишь значения k вплоть до величины I / a, и именно они фигурируют при вычислении вероятности оптического перехода. [33]
Наблюдения в этой области весьма многочисленны, но пока еще не систематизированы, и механизм действия примесей не установлен. Как общее правило, вызванное примесями чрезмерное увеличение числа локализованных состояний в зоне запрещенных энергий кристалла повышает вероятность дробления отдаваемой энергии на мелкие кванты и тем понижает вероятность оптических переходов. Это одинаково справедливо для свечения в момент возбуждения и при затухании. [34]
Эйнштейна, анализируется их связь с силой осциллятора, временем жизни возбужденного состояния, приведены характерные значения вероятностей переходов. Вопросу о вероятностях переходов атомов автор уделяет недостаточно внимания. Обстоятельнее вопрос о вероятностях оптических переходов не только атомов, но и двухатомных молекул рассмотрен в обзорной статье Колесникова и Лескова [1], в которой к тому же приведена подробная библиография, позволяющая читателю отыскать работы по расчету и измерению вероятностей переходов конкретных атомов и молекул. Статья Сошникова [2] дополняет обзор Колесникова и Лескова в части теоретического и экспериментального определения вероятностей переходов двухатомных молекул. [35]
Среднеквадратичный дипольный момент ц / всегда положительная величина, даже когда средний дипольный момент осциллирующего диполя равен нулю. Характеристический терм энергии hvo, который можно вычислить - на основании экспериментальных данных по дисперсии света, приближенно равен ионизационному потенциалу. Осциллирующий дипольный момент определяет вероятность оптических переходов в атомах при изучении света. Вследствие единства физической природы ван-дер-вааль-сова притяжения и явления дисперсии света рассмотренный вид межмолекулярного взаимодействия называют дисперсионным. [36]
Внутримолекулярные изменения вероятностей переходов также имеют значение. В табл. 4.3 даны значения Ар, kt и ФР / Фг для нафталина и некоторых его галогенпроизводных. Замещение одним атомом иода приводит к возрастанию вероятности оптического перехода ( приблизительно в 104 раз) и к увеличению выхода ISC Ti - So. Более того, рост pp / pf происходит главным образом вследствие возрастания выхода ISC в замещенных молекулах. Аналогичные эффекты наблюдаются при замещении молекул и во многих других соединениях. [37]
При малых уровнях возбуждения время жизни инжектированных носителей будет определяться скоростью спонтанной рекомбинации, которая может быть либо излучательной, как это описано в гл. Чтобы получить зна-чительную долю вынужденного излучения, необходимо создать большую плотность излучения, так чтобы временная задержка перед актом вынужденного перехода была короче времени жизни возбужденного состояния. Тогда время жизни носителя определяется в основном вероятностью оптического перехода и плотностью излучения. [38]
Понятие квантового выхода фотолюминесценции приобретает эвристический смысл только в тех случаях, когда спектр испускания не зависит от частоты возбуждающего света. С подобной ситуацией мы сталкиваемся в сложных системах, в которых спектр испускания возникает при переходах только с самого нижнего из возбужденных электронных состояний и не зависит от запаса колебательной энергии, полученной при возбуждении. В таких системах вероятности внутримолекулярных неоптических переходов значительно превосходят вероятности соответствующих оптических переходов, быстро происходит процесс внутримолекулярного перераспределения энергии и перед актом испускания света молекула оказывается в состоянии 2 ( см. рис. 1.2, а), практически независимо от способа возбуждения. [39]
Имеются, однако, два явления, в которых флюктуирующий диполь оказывается весьма важным. Во-первых, осциллирующий дипольный момент связан с излучением света; во-вторых, он ответственен за ван-дер-ваальсово притяжение между молекулами. Поэтому оба эти процесса имеют отношение друг к другу, и Лондон вывел с помощью квантовой механики уравнение, которое показывает зависимость ван-дер-вааль-сова притяжения между двумя атомами от вероятностей различных оптических переходов, которые могут происходить в атоме. Вследствие связи с явлением дисперсии света эти притягательные силы были названы дисперсионными силами. [40]
В случаях, аналогичных описанному выше, мы переходим в область многократной активации, когда трегер содержит более чем один тип излучающих атомов. Эти случаи наглядно показывают, что в активации играет роль природа самого активатора и окружающее его потенциальное поле кристалла. Энергетический спектр включений сильно модифицируется окружающей обстановкой. Изменения энергетического спектра влияют на вероятность оптических переходов в данном участке решетки и определяют кпд активатора в люминесценции. [41]
Рассмотрим влияние легирования полупроводника на собственное поглощение. До тех пор пока уровень легирования не слишком; высок и Полупроводник остается невырожденным, легирование практически не сказывается на спектре собственного поглощения. Объясняется это тем: что в невырожденных полупроводниках степень заполнения электронами состояний в зоне проводимости очень мала, так что они практически не мешают переходам электронов из валентной зоны. G другой стороны, в невырожденных полупроводниках даже р-типа степень заполнения состояний в валентной зоне близка к 1 и вероятность оптических переходов из этих состояний не зависиг от степени легирования. [42]
 |
Сравнение формы 8i вблизи критической точки Мз при вычислениях с учетом и без учета экситонных эффектов. Сплошная линия - е - h - взаимодействие, штриховая - зонное приближение. [43] |
Поскольку полная сила осциллятора пропорциональна полному числу валентных электронов ( см. правило сумм в задаче 6.5), она должна каким-то образом сохраняться. Другими словами, выигрыш в силе осцилляторов в критических точ - MO и MI, вызванный экситонными взаимодействиями, должен компенсироваться потерями в других областях. Уравнение для относительного движения ( т.е. аналог (6.776)) для электрон-дырочных пар в критических точках Мз почти идентично уравнению движения в критической точке MQ, за исключением того, что эффективная масса отрицательна. Последнее означает, что можно считать электрон и дырку в критической точке Мз имеющими нормальные положительные эффективные массы, но отталкивающими, а не притягивающими друг друга в результате кулоновского взаимодействия. Вследствие этого не возникает связанных состояний. Отталкивание удерживает их вдали друг от друга, и вероятность оптических переходов уменьшается. Можно показать, что решения волнового уравнения похожи на решения (6.776), описывающие состояния континуума. [44]
Планка, Бора, Эйнштейна рассматриваются рождение и становление квантовой теории света, излагаются свойства фотона и фотонных ансамблей, демонстрируется переход от волновых представлений к квантовым. Во второй части анализируются некоторые принципиальные вопросы квантовой фи-вики; это позволяет объяснить интерференционные эффекты на корпускулярном языке. В третьей части приводятся необходимые сведения из физики твердого тела и затем обстоятельно рассматриваются три группы оптических явлений: фотоэлектрические, люминесцентные, нелинейно-оптические; эти явления иногда объединяют термином квантово-оптиче-ские. Вопросы, излагаемые в указанных трех частях пособия, составляют содержание раздела Квантовая природа света, и, кроме того, входят в разделы Элементы атомной физики и квантовой механики и Элементы квантовой статистики и фи-впки твердого тела в действующей программе курса физики для инженерно-технических специальностей высших учебных заведений. В последней ( четвертой) части пособия даются основы собственно квантовой оптики, включая вопросы вычисления вероятностей оптических переходов разной фотонной кратности и вопросы оптической когерентности. Эти вопросы выходят за рамки программы по физике для общетехнических вузов, но представляют интерес для педагогических вузов и специальностей оптического профиля. [45]
Страницы: 1 2 3