Флуоресцентные свойства одиночных квантовых излучателей и их ансамблей в диэлектрической среде

• Автор: Кузнецов, Дмитрий Валентинович
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Москва, Троицк
• Количество страниц: 139 с. : ил.

Содержание
Введение
Глава 1. Уравнения типа Максвелла-Блоха для ансамбля излучателей в диэлектрической среде
1.1. Введение
1.2. Модель
1.3. Цепочка уравнений ББГКИ
1.4. Суммирование по модам. Переход к полевым величинам .
1.5. Вывод действующего на излучатель поля и скорости радиационной релаксации в среде
1.0. Сравнение с экспериментом
1.7. Заключение
Глава 2. Спектр флуоресценции и спектр поглощения пробного поля излучателем в режиме внутренней оптической бистабильности
2.1. Введение
2.2. Управляющее уравнение
2.3. Петля гистерезиса
2.4. Эволюция спектра флуоресценции во времени
2.5. Стационарный спектр флуоресценции
2.6. Стационарный спектр поглощения пробного поля
2.7. Переходные спектры
2.8. Заключение
Глава 3. Стационарная интенсивность флуоресценции двух одинаковых излучателей с диполь-дипольным взаимодей-

ствием
3.1. Введение
3.2. Модель
3.3. Стационарное решение
3.4. Заключение
Заключение
Приложение А. Уравнения ББГКИ с учетом перерассея-ния
А.1. Полевые величины
A.2. Вынужденные переходы
Приложение Б. Тензор Грина и его свойства
Б.1. Электромагнитное поле в вакууме
B.2. Электромагнитное поле в среде
Б.З. Вывод оператора радиационной релаксации
Б.4. Вывод оператора радиационной релаксации и лэмбовского
сдвига с учетом поглощения в среде
Приложение В. Вывод управляющего уравнения и интенсивности флуоресценции для двух излучателей
В.1. Интенсивность флуоресценции
Литература

Введение
Актуальность работы
Диссертация посвящена теоретическому изучению флуоресцентных свойств излучателей внедренных в диэлектрическую оптически прозрачную среду. В настоящее время происходит интенсивное развитие и совершенствование техники спектроскопии примесей в плотных газах и различных конденсированных средах - жидкостях и твердых телах. Одними из главных объектов анализа здесь являются флуоресцентные свойства как одиночных примесных центров, так и ансамблей излучателей. Эти свойства существенным образом зависят от характеристик среды, заполняющей пространство между центрами, и близости других оптически активных частиц. Знание таких зависимостей можно использовать для создания устройств оптической логики, конверсии лазерного излучения, генерации неклассических состояний света и других приложений. Особый интерес к некоторым задачам о влиянии окружения на излучающий центр возникает благодаря ярким успехам последних лет в регистрации спектров флуоресценции твердотельных систем. Здесь можно отметить экспериментальные работы по исследованию спектров флуоресценции квантовых точек при низких температурах [1-3] и квантовых точек в микрополости [4, 5], работы по исследованию резонансной флуоресценции одиночных молекул [6, 7] и искусственных атомов [8]. В проведенных экспериментах показано, что при взаимодействие излучателя с полем сам излучатель хорошо описывается в рамках двухуровневой системы. Это можно проследить по полученным трехпиковым спектрам Моллоу со смещенными неупругими компонентами для различных источников флуоресцентного излучения: от электронных переходов в молекуле до искусственных систем с дискретными электронными уровнями кван-
1.5. Вывод действующего на излучатель поля и скорости радиационной релаксации в среде
Перейдем теперь к рассмотрению эволюции излучателя. В управляющем уравнении (1.22) для матрицы плотности ра электрическое поле Е(г0Д) берется в точке га. Это означает, что в выражении (1.23) для поля Е при исключении атомов среды необходимо это учесть, а именно:
В сумме по атомам среды мы учли, что в точке га атомы среды отсутствуют Ь' ф а. Далее, как было описано выше, при переходе к сплошной среде учесть это обстоятельство можно в рамках одной из двух моделей. Обозначим соответствующий коэффициент модели общим символом /(е), тогда для фурье-образа получим:
Как видно, полученное поле совпадает с действующим полем Е'(гг,,и;) для атомов среды, однако Е(га,ш) не является действующим полем для излучателя Е'(га,и'). Соответствующее выражение мы получим при учете атом-фотонного поля Ха(га,ш). Рассмотрим последнее слагаемое с П& в уравнении (1.25) для атом-фотонного поля Ха. Здесь также сумма не будет содержать рассматриваемый излучатель Ь Ф а. Проводя аналогичные процедуры при переходе к сплошной среде атомов, что и для поля Е, получим:

(1.60)

(1.61)
Ха(г0, ш) = 1(е) (Ъ+(з,со)рас1а + ве (з,о;)с1ара - СДв, ш)рара) , (1.62)