Теория поглощения и испускания света в полупроводниках - Грибковский В.П.
Скачать (прямая ссылка):
Специфические свойства каждой конкретной системы заключены в параметрах нелинейности. Анализ этих параметров позволяет изучить нелинейные свойства вещества.
Рнс. 61. Зависимость коэффициента и мощности поглощения от интенсивности изотропного (1), естественного (2) и линейно поляризованного света (3)
219
Рис. 62. Зависимость населенности от-го уровня от ориентации матричного элемента дипольного момента частицы. Кривые 1—3 соответствуют значениям aS, равным 0,2; 2; 200; а—я^=0, б—гРтФ0
Вынужденный дихроизм. Если возбуждающий свет анизотропен, то возникает анизотропия в распределении возбужденных и невозбужденных частиц по углам. Например, при возбуждении направленным светом с электрическим вектором, ориентированным по оси г, населенности верхнего и нижнего уровней равны [87, 418]
<13-26>
-ttaSaSff- - О**»
Согласно (13.25) и (13.26), несмотря на первоначальное беспорядочное распределение частиц по углам, как для возбужденных, так и для невозбужденных частиц имеется вполне определенная ориентация дипольных моментов, вызванная анизотропией возбуждающего излучения и зависящая от его интенсивности, температуры окружающей среды и вероятностей оптических и неоптических переходов (рис. 62). В результате этого при интенсивностях возбуждения, достаточных для наступления эффектов насыщения, возникает вынужденный дихроизм, т. е. зависимость коэффициента поглощения от поляризации и направления распространения поглощаемого света.
За меру вынужденного дихроизма принимается величина
к, —к,
D = -.., (13.27)
«у + К+
где к у и к±— коэффициенты поглощения двух линейно поляризованных лучей, электрические векторы которых совпадают с направлением наибольшего значения вынуждающей силы и перпендикулярны к нему. Величина D может принимать как
220
положительные, так и отрицательные значения от + 1 до —1.
Расчеты дихроизма, вызываемого направленными потоками линейно поляризованного или естественного света, приводят к формулам [87, 419]'
^л.п __ (aS + 1) arctg КЗаЗ + У3aS (13 28)
(1/3 —a5)arctgK3a5 —’
^ест = (а — 3) Arth У а3j/ а .
(а + 1) Arth у а — У а 1 ’’
?)ест_ (|д| -f 3) ArthУ \а\— 3У\а\ (|а| — 1) Arth/jof + У\а\
(а < 0). (13.29)
Из анализа (13.28) и (13.29) следует, что при aS<§;l дихроизм равен нулю. С ростом S возникает дихроизм отрицательного знака, и при aS->oo ¦—1. Это означает, что
возбуждающий свет уменьшает коэффициент поглощения. При возбуждении отрицательными потоками излучения (§ 7) 5<0, наоборот, появляется дихроизм положительного знака, так как отрицательные потоки увеличивают коэффициент поглощения.
При всех значениях aS дихроизм, создаваемый естественной радиацией, по абсолютному значению меньше, чем при возбуждении линейно поляризованным светом, |/)ест|<|/)л п|. Изотропная радиация, естественно, дихроизма не вызывает ни при каких значениях параметра нелинейности.
Более сложный случай создания дихроизма двумя потоками направленной радиации рассмотрен в [426].
Деполяризация люминесценции. В результате анизотропии в распределении возбужденных частиц по углам люминесценция, распространяющаяся в различных направлениях, будет в той или иной степени поляризована. Если наблюдение люминесценции производится вдоль оси у, то степень поляризации определяется формулой (§ 7)
Wl — W*
Р = —г--------- , (13.30)
К +Wxn
где ИР* и Wxn — компоненты мощности люминесценции, поляризованной по осям 2 их соответственно.
Если в качестве вещества взять совокупность гармонических осцилляторов, то как в классической, так и в квантовой теории поляризация люминесценции не будет зависеть от интенсивности возбуждающего света. Оказывается, это спра-
221
ведливо только по отношению к гармоническому осциллятору. Во всех других системах степень поляризации люминесценции определяется не только характером анизотропии внешнего возбуждения, но и его интенсивностью.
При возбуждении направленными потоками линейно поляризованного и естественного света, распространяющимися вдоль оси х, и наблюдении вдоль оси у поляризация люминесценции равна [87, 419]
р [3(cxltS) 3/2+(«]?)~1/2]агctgfaSf1
л п 4/3 -г [К5)_3/2 — К5Г1/2] arctg/atS — faS)~1 ’
(13.31)
p (a — 1)[3 V a + (a — 3) Arth/q 1 /10094
a (a/3 + 1) + (a2 — 1) Arth У a
где — 3a.
Формула (13.31), полученная первоначально П. П. Фео-филовым [158] для частного случая, имеет такие же границы применимости, как и выражения (13.11), (13.12).
Если aS<g;l, то Рл,п~ 1/2, Рест = 1/3. Это результаты классической теории люминесценции. С увеличением aS степень поляризации при любом способе возбуждения уменьшается и в пределе (a5-voo) стремится к нулю.
С помощью формул (13.11) и (13.12) легко рассчитать степень поляризации для любого угла наблюдения люминесценции.
Обобщение классической формулы Левшина. Под действием внешней радиации частоты v>mi может возникнуть люминесценция и в других каналах а>ц. Ее поляризация, очевидно, будет зависеть не только от интенсивности возбуждающего света, но и от угла | между матричными элементами Dm! и Dij. При прежних условиях возбуждения линейно поляризованным светом и наблюдении люминесценции вдоль оси у степень поляризации равна [415]
