principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 41
Текст из файла (страница 41)
Следовательно, спектры одяофотонного и двухфотонного поглощения должны сильно различаться, как это видно из рис. 12.3. В частности, в спектре двухфотонного поглощения отсутствует экситонный пик. Этот результат был использован Хопфилдом с сотрудниками для проверки правильности различных моделей экситона применительно к щелочно-галоидным кристаллам. Двухфотонное поглощение в полупроводниках является предметом многочисленных экопериментов ~9~.
Считалось, что эта методика должна дать новую информацию о структуре зон. Но до сих пор результаты в основном приносили разочарование, так как, вопервых, структуры зон этих полупроводников уже хорошо изучены, во-вторых, данные, полученные методом двухфотонного поглощения, не очень точны из-за флуктуаций интенсивности лазера и, наконец, в-третьих, спектральные диапазоны, в которых получены спектры двухфотонного поглощения, слишком ограничены.
Тем не менее двухфотонное поглощение является удобным инструментом для изучения экситонов и экситон-поляритонов в полупроводниках. В опектроскопии однофотонного поглощения можно лишь обнаружить существование зкситон-поляритонов по наблюденизо ли'нии остаточных лучей. С помощью же двухфотонного поглощения лез можно измерить днсперсионную кривую экситон-полярнтонов (101.
Пример показан на рис. 12.4. В этом случае зкситоны могут быть возбуждены одновременно одно- и двухфотонным способом. Наблюдаемый опектр двухфотонного поглощения связан частично о о,г О,7 1 - 'о Рнс. 12.3. Спектры однофотовного поглощения (сплошные кривые) и даухфотонвого поглощения (штриховые кривые с экспериментальнымв точками) кристаллов КВг и ВЪВг (при Т= ВО К) [Отознса Р„Б~а31пяпв Р. О Рауе. Вет. Ьегь — 1967. т'. 19. Р. 4961. По оси ординат от. ложен коэффициент поглощения Х [см-'] в случае однофотонного по глощевия я оптическая плотность в относительных единицах в случае дзухфотонною поглощения О,г 7,5О 7,ОО Ьв то Е,тз 3, 275 3,77о о,гоо 3,713 3,2П а 3,233 И~, ез возбуждением зкситонов и частично — с генерацией суммарной частоты (или второй гармоники) [111.
Строгое теоретическое рассмотренна задачи проводится по аналогии с разделом 10.7 1121. 204 Рис. 12.4. е — Положение пиков двухфотонвого поглощенвя вблизи первом эксйтовного пака СпС1 при равных углах 0 между двуми аондирующимв пучками при Т = 1,3 К. По оси абсцисс отложена энергия дзухфотонпого возбуждения. Π— Дисйерсионвые кривые поперечного экситон-поляритова (ТР) и продольного возбуждения (ЬЛ) в СиСЕ Сплошной лвиией проведены теоретические крввые, рассчитанные ва основании данных по коэффвциенту отраже,ния. Квадратами и кружками показаны результаты намерений коеффвциевта двухфотовиого поглощения, а крестиками — данные по генерации второй гармоники [Ргзапса Р.
О" Розг)гогрегрмЫеше — 1981. Ч. 21. Р. 3631 Двухфотонное поглощение использовалось также для зондирования состояний экситонных молекул (131, которые не могут быть исследованы при однофотонном возбуждении. Среди других применений отметим, что двухфотонное поглощение может быть использовано для получения однородного возбуждения носителей в объеме среды. Это обстоятельство может оказаться полезным прн решении как физических, так и технических проблем. б. Молекулярные жидкости и газы Двухфотонное поглощение может использоваться для аондирования возбужденных состояний, недостижимых при однофотонпом возбуждении.
В молекулах, обладающих центром симметрии, электронные состояния можно разделить на четные (л) и нечетные (и). Однофотонные переходы иа л в л или из и в и запрещены, однако двухфотонные переходы между этими состояниями разрешены. Таким образом, при использовании спектроскопии двухфотонного поглощения можно изучать набор новых электронных колебательных и вращательных состояний, которые нельая наблюдать в однофотонном поглощении. Многочисленные примеры этого приведены в работе 1141.
Мак-Клейн 131 указал, что даже несмотря на то, что молекулы газа или жидкости случайным обрааом ориентированы в пространстве, двухфотонное поглощение при еэ, чь е, все же обладает зависимостью от поляризации, позволяющей определить симметрию возбужденных состояний молекул. Таким образом, двухфотонное поглощение стало важным инструментом в области молекулярной спектроскопии, как показывает большое число работ, цитируемых в (14]. е. Атомы Двухфотонное поглощение может также испольаоваться для изучения воабужденных электронных состояний атомов, которые не удается зондировать с помощью однофотонного поглощения. Примером являются нг- и кд-состояния атомов щелочных металлов.
Из-за больших матричных элементов переходов между состояниями атомов двухфотонное поглощение в атомарных газах в общем случае оказывается гораздо сильнее, чем в молекулярных газах. И все же оно остается слишком слабым, чтобы быть измеренным по ослаблению луча лазера. К счастью, можно использовать другие методы регистрации, такие как фотолюмннесценцкя н фотононизация. Они достаточно чувствительны, чтобы зарегистрировать двухфотонное поглощение в паре при давлении меньшем 1 Торр. При использовании встречно распространяющихся пучков с одинаковой частотой в двухфотонном поглощении можно получить линии, свободные от доплеровского уширения. Подробно эта методика описана в гл.
13. Применение двухфотонного поглощения для изучения высоколежащих ридберговских состояний, в теории квантовых дефектов и автоиониаационных состояний будет рассмотрено в гл. 18. Глава 18 НЕЛИНЕЙНАЯ ОПТИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ВЫСОКОГО РАЗРЕШЕНИЯ Хорошо известно, что лазеры обладают очень узкой линией геперации. Следовательно, они являются идеальным инструментом для спектроскопических исследований высокого разрешения. В литературе сообщалось о создании Не-г)е лазера с шириной линии всего 3 Гц [1).
Это означает возможность получения разрешения 2 10", что всего на два порядка хуже, чем в эффекте Мбссбауэра. В обычной спектроскопии, однако, изучение деталей спектра часто ограничено неоднородным уширением, а не аппаратурным разрешением. Доплеровская ширина Ю-линий натрия при комнатной температуре составляет около 1,3 ГГц, тогда как сверхтонкое расщепление линий — всего несколько сотен мегагерц. В твердом теле неоднородная ширина линни может быть еще больше. Таким образом, для спектроскопии высокого разрешения первостепенное значение имеет поиск путей уменьшения влияния неоднородного уширения. В этой главе описано несколько нелинейно-оптических спектроскопических методов, которые служат этой цели. Эти методы в последние годы революционизировали область атомной и молекулярной спектроскопии и стимулировали большой интерес в области спектроскопии высокого разрешения твердых тел.
13Л Общее описание Неоднородное уширение спектральных переходов возникает вследствие того, что атомы, молекулы или ионы в ансамбле находятся в различном локальном окружении. Рассмотрим переход между двумя состояниями 1л> и !и'> с резонансной частотой в ° . В общем случае е„. является функцией ряда параметров а, 3, '(, ..., описывающих локальное окружение. Эти локальные параметры являются случайнымн величинами н должны описываться некоторой статистической функцией распределения, скажем у(а, 3, т, ...), причем ~бйсс$ду... 1.
В таком случае среднее значениа физической величины Х, являющейся функцией в„.„, дается формулой Х ) Х(вы~(а, ~, т, ...))я(а, (), у, ...)стаф... (13,1) Например, неоднородно уширенная лоренцевская линия поглоще- 206 ния определяется выражением о ' '"' йАэг 8,гз(<~, б, " ) ]е — е„,„(и, б, ...)] + Г (13.2) Число локальных параметров, которые необходимо знать для характеристики локального окружения, может быть большим. В случае примесных ионов в твердом теле каждый ион находится в своем локальном окружении и испытывает действие локального поля кристалла, слагающегося из кулоновского взаимодействия с окружающими атомами или ионами 12]. Поле в кристалле может быть описано набором локальных параметров, а распределение ионов по локальным местоположениям может быть охарактеризовано функцией распределения этих локальных параметров. Полное число таких локальных параметров зависит от локальной симметрии местоположения иона.
Для местоположения низкой симметрии это число может быть очень большим, например, больше 10 для симметрии С,. Неоднородное уширение спектра примесного иона в принципе определяется статистическими вариациями большого числа локальных параметров, характеризующих местоположение иона. Практически, однако, могут доминировать один или несколько параметров, описывающих компоненты поля кристалла, обладающие высокой симметрией. В газах ситуация наиболее проста, поскорьку скорость атомов или молекул является единственным локальным параметром, дающим вклад в неоднородное уширение, которое в этом случае есть просто доплеровское уширение.
Скорость теплового движения подчиняется распределению Максвелла у (и) — з-е /м (13.3) ~]/я и где и*= 2йвТ/и, а ш есть масса отдельного атома илн молекулы. Доплеровская ширина дается хорошо известной формулой (Ьвп)п и = 2оЬ, э((2йвТ/тс) ]в 2]пи = 7,163.10 '(Т(/А)маею (134) где Т измеряется в кальвинах, а А есть атомная лли молекулярная масса. Для А =100 находим Лвэ-0,02 см ' (0,6 ГГц) для зеленого света и Ьвэ - 10 * см ' (30 МГц) в ИК диапазоне вбливи 10 мкм. Эти величины неоднородного уширения могут показаться малыми по стандартам обычной спектроскопии, но они зачастую много больше однородной ширины линии. Уширение за счет конечного времени жизни составляет от 10' до 10' Гц для атомных переходов и от 10 до 10' Гц для колебательных переходов в молекулах.
Уширение линий с увеличением давления за счет атомных или молекулярных столкновений составляетприблизительно 10' Гц при давлении 1 мТорр, а уширение вследствие столкновений со степками сосуда размером в несколько сантиметров оказывается равным от 10' до И)' Гц. Уширение атомного перехода с ростом мощности (или уширение за счет насыщения) может достигать примерно 10 МГц/(мВт/см') "'.
Если спектроскопическая 207 методика обладает достаточным разрешением, то устранение доплеровского уширения позволяет измерить однородную ширину линии и ее форму и тем самым получить информацию о различных физических механизмах однородного уширения. Более того, можно также исследовать сдвиг линии и ее расщепление на величину, меньшую доплеровской ширины, но превышающую или сравнимую с однородной шириной. Эта задача включает много интересных проблем, таких как аффекты Зеемана и Штарка, эффекты столкновений, сверхтонкие расщепления, измерение вращательных расщеплений и др. Классический способ устранения доплеровского уширения сводится к ислольаоваиию моноэнергетического атомарного или молекулярного пучка.
При малой расходиыостк пучка 2у остаточная доплеровская ширина, которую «видит» пробный луч, равна (бып)ж (2и/с) а„.„~р, где и — скорость частиц пучка в прямом направлении. При у = $0 ' рад величина (быъ) а может быть более чем на порядок меньше (Лып)а Нелинейная оптическая спектроскопия высокого разрешения в отличие от линейной использует для уменьшения влияния неоднородного уширения нелинейный отклик вещества. Существует ряд эффективных методов нелинейной лазерной спектроскопип. Они основаны либо на идее резонанса, не зависящего от неоднородного уширения, либо на идее селективного исследования только группы молекул, имеющих одинаковые резонансные частоты. Большинство рассматриваемых в следующих разделах методик применимо, в принципе, как к газам, так и к жидкостям, хотя спектральные линии в конденсированной среде зачастую слишком широки, чтобы была необходимость в спектроскопических измерениях с высоким разрешением.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
