Селективные методы возбуждения систем с дискретными энергетическими уровнями и переносом заряда

(6,8 10 – 4 М ) + АО (8 10 - 5 М ) в буферном растворе (0,015 М) NaCl, 0,0015M Na лимоннокислого, рН = 7, показан на Рис.2.3, где представлены результаты электрофореза в 0,5 % агарозном геле (толщина слоя 4 мм), в буфере содержащем 40мМ триса, 5мМ ацетата натрия, 2 мМ ЭДТА, pH=8,2 при напряженности электрического поля 2 вольт/см в течение 2,5 часов. При этом, облучение составляет во всех экспериментах 50 Дж/см2. Препараты помещались в 7 гнезд и результат наблюдается по соответствующим дорожкам: (1) – ДНК необлученный препарат, (2) - ДНК облученный препарат с входной интенсивностью 8,1 Гвт/см2, m=205, (3) ДНК+АО необлученный препарат, (4-7) – ДНК+АО облученные препараты с разными входными интенсивностями от 2.3 до 8,1 Гвт/см2. С увеличением интенсивности облучения число высокомолекулярных фрагментов падает, а число низкомолекулярных фрагментов возрастает. Вместе с тем видно, что на дорожке (2) при облучении нативной ДНК имеются разрывы, которые объясняются многоквантовым возбуждением. В процессе образования разрывов значительная роль принадлежит синглетному кислороду. Известно, что основное состояние молекулы кислорода соответствует триплетному состоянию. Однако, при поглощении энергии от триплетных молекул, молекулы кислорода способны заселять синглетные уровни, показанные на Рис. 2.2. Двухфотонное поглощение буферного раствора также может влиять на образование разрывов в нативной ДНК в результате действия возникающей ударной волны [14-16]. Отметим, что конкуренция двухступенчатых и двухфотонных процессов может быть изучена по поляризационным зависимостям поглощения или люминесценции. Так, например, изучение подобных процессов в полупроводниковых кристаллах CdS и CdSe, не вошедших в настоящую диссертацию, нашло свое отражение в работах автора совместно с Д.Дворниковым и И.Ярошецким. ^ В третьей главе рассматривается селективный метод в размерно-ограниченных полупроводниках. Известно, что в массивном и достаточно чистом полупроводниковом образце, помещенном в квантующее магнитное поле напряженности Н, эффект электрон-фононного увлечения возрастает с ростом напряженности магнитного поля [1], что приводит в частности, к росту дифференциальной термоэдс. Физическая причина увеличения электрон-фононного увлечения связана с возрастанием фазового объема в пространстве импульсов фононов, эффективных для увлечения из-за квантования поперечного движения электрона [2]. Рост дифференциальной термоэдс проявляется в виде немонотонной зависимости от температуры и для разных исследуемых материалов характеризуется определенным положением максимума при различных величинах низких температур (2 К - 80 К). Поскольку условно используемая на практике характеристика эффективности (Z) полупроводниковых материалов, используемых в термоэлектрических преобразователях, прямо пропорциональна электропроводности () и квадрату величины термоэдс (2), а также обратно пропорциональна величине теплопроводности () в заданной области температур, использование эффекта увлечения приводящего к росту термоэдс () приводит к повышению (Z). Вместе с тем использование громоздких магнитов или сверхпроводящих соленоидов не способствует миниатюризации разрабатываемых приборов. В связи с этим автором в 1977 г. было предложено использовать те же полупроводниковые материалы изготовленные в виде тонких нитей в стекляной изоляции, электрически соединенные параллельно для уменьшения электрического сопротивления и увеличения электропроводности. Одной из таких конструкций может служить пористая керамика, заполненная при кристаллизации расплава вискерами с толщинами порядка 1 мкм. Автором показано [3], что в случае достаточно тонкой (квантовой) проволоки вследствие размерного квантования можно добиться возрастания эффекта электрон-фононного увлечения без внешнего магнитного поля и следовательно перейти к миниатюрным термоэлементам с высоким (Z) , что фактически является переходом к качественно новым материалам, в которых селективность управления электрическими свойствами следует из применения квантования энергии электрона: E = E n1, n2 + Ez = (n12 + n22) + (3.1) Здесь и - продольная и поперечная эффективные массы электрона; n 1 и n 2 – квантовые числа, описывающие размерное квантование; k z – проекция волнового вектора электрона на направление оси проволоки z ; d 2 - площадь поперечного сечения проволоки ; h – постоянная Планка. Вклад электрон-фононного увлечения проявляется как вклад дополнительной энергии в эффективную энергию электрона (Е + P): P = c02 (3.2) При выводе формулы (2) использовалось время фонон-фононной релаксации [3,5], А – константа [3,8], Т – температура, c0 –скорость продольных звуковых волн; -время релаксации для упругого рассеяния электронов на акустических колебаниях решетки, которое вычисляется с учетом квантового спектра носителей в проволоке [4] и в квантовом пределе при n1 = n2 = 1 время релаксации пропорционально величине сечения проволоки d2 [3]. Нужно отметить, что поскольку вклад в эффективную энергию электрона Р зависит от времени релаксации упругого рассеяния электронов на акустических колебаниях решетки и от выбранного теоретического механизма времени фонон-фононной релаксации, постольку величина (Е+Р) может иметь и другую зависимость от поперечного сечения. Следует отметить различную зависимость двух частей термоэдс (по отношению к эффекту электрон-фононного увлечения) от поперечного сечения квантовой проволоки. При определении термоэдс используется условиеJ = 0, [5], где J – электрический ток, прямо пропорциональный как величине времени релаксации , так и смещению уровня Ферми в продольном направлении за счет электростатического потенциала ( - е 0 Ф), и в поперечном направлении за счет вклада дополнительной энергии [ -( E+P)] , [6] . В выбранной автором теоретической модели [3] получены формулы для термоэдс увлечения p ~ a1 [( - E n1, n2) - 3 / 2 + a 2 T2 ( - E n1, n2) - 7 / 2 ] (3.3) и термоэдс 0, которая не зависит от эффекта электрон-фононного увлечения в квантовой проволоке 0 ~ a 3 (3.4) где а1,2,3 – некоторые константы [3], которые для упрощения записи здесь не приводятся. Точная формула для независящей от эффекта электрон-фононного увлечения термоэдс 0 [3] совпадает с формулой, полученной в [7]. Автором получено соотношение между p и 0:  (3.5) где n0 – концентрация носителей в проволоке,  - плотность материала,  - константа деформационного потенциала. Для n-Ge, n 0  10 16 cm-3 , при температуре 10К, соотношение зависит селективно от диаметра проволоки и при d  10-5 см составляет  100 [3]. Отметим, что использование пористой керамики заполненной такими Ge проволоками интересно не только для применения в термоэлектричестве, но и как основа для фотопреобразователей оптического излучения. При достаточной концентрации проволок на поверхности также интересным является изучения эффекта дифракции. ^ В четвертой главе рассматривается модель время - частотной интерпретации квантовых переходов. В этой части работы представлена теоретическая модель квазирезонансного возбуждения двухуровневой системы с дискретными уровнями в случае одночастотного и двухчастотного лазерного возбуждения, где затрагивается время - частотная интерпретация квантовых переходов [1-5], см. также [6] В молекулах, как уже упоминалось выше, вводится понятие квантовый выход люминесценции как отношение числа излученных фотонов к поглощенным фотонам. В молекулах при поглощении света на широких уровнях ширины линий поглощения и излучения не совпадают. В молекулах этот факт можно объяснить тем, что излучение происходит с нижайшего состояния энергетического уровня и безизлучательной рекомбинацией Фактически можно сказать, что внутри молекулярного уровня происходит перераспределение заряда электрона. Время жизни электрона в возбужденном состоянии связано с шириной энергетического уровня соотношением неопределенности. Однако и в атоме возможно перераспределение заряда внутри энергетического уровня, если дискретность этого уровня рассматривать с некоей шириной определяемой его временем жизни, а не только временем спонтанной люминисценции. Известно [16], что в системах где частица движется в течение длительного времени и не покидает систему, граничные условия для решения уравнения Шредингера требуют конечности волновой функции на бесконечности. В других системах, где частица покидает систему волновая функция на бесконечности является расходящейся сферической волной и это граничное условие комплексно. Поэтому комплексны собственные значения энергии: E = Eo – i ( / 2) (4.1) Здесь под обозначением  понимается ширина квазиуровня ( =  W), W – вероятность распада в единицу времени. При квантовых переходах в атоме электрон покидает верхний уровень, но не покидает атом. Однако спонтанно излучаемый им фотон имеет сферическую волну, которая покидает атом. Величина дипольного момента квантового перехода в общем случае является комплесным числом [17]. Кроме этого, как следует из [26], величина затухания () вводимая в уравнения Шредингера, является комплексной величиной и ее мнимая часть дает поправку на смещение собственной частоты 21. Время спонтанного излучения Лития (ТS) при квантовом переходе из 2P в 2S хорошо известно [7-15]. Без учета вырождения уровней это время определяется формулой: TS = (4.2) Здесь TS = 27,1 нсек, 0 = 2 4,468 10 14 сек – 1 – это частота света для данного перехода, дипольный момент d12 = 1,988  10 – 29 кулон.м. Спонтанная люминесценция есть затухающий процесс с константой затухания ГS = TS - 1. Отметим, что двухуровневя система может быть описана при помощи хорошо известных коэффициентов Эйншейна и плотности электромагнитной энергии (): N2A21 + N2B21 = N1B12 (4.3) N2 = D exp(- E2/k0T) N1 = D exp(- E1/k0T) Здесь (D) – коэффициент соответствующий максвелловскому распределению атомов по скоростям. С другой стороны, отметим, что решение уравнения Шредингера для этой же системы приводит к системе уравнений для коэффициентов: (4.4) Введение затухания () в уравнения (4.4) осуществляется [26] заменой , другими словами , Надо отметить, что затухание (ГS) используемого в коэффициенте Эйнштейна (А21) и, следовательно, в формуле для времени спонтанного излучения не совпадает с затуханием (), используемым в уравнениях (4.4), т.к. полная ширина лоренциана 2 = ГS = A21 = (1/ TS) [20,26]. Cоотношение между коэффициентами Эйнштейна определяет связь между спонтанным излучением и, например, поглощением: B21 = B12 =  A21 (4.5) Здесь А21 определяется из формулы (4.2). При вынужденном излучении, часто определяемого как излучение в результате так называемого оптического трения, затухание (В21)-1 = Гизл . Другими словами ширина линии вынужденного излучения Гизл, в соответсвии с (4.5), будет равна ширине линии при поглощении Гпогл и обе эти величины не совпадут с шириной линии спонтанной люменисценции. В связи с этим остается открытым вопрос о понимании, что же такое время жизни электрона в изолированной двухуровневой системе одного атома и какое из перечисленных времен следует с ним связывать: время спонтанной люменисценции, время вынужденного излучения, время поглощения, время безизлучательных переходов. Автором предложена вероятностная модель при определении времени жизни. Вероятность того, что электрон в системе имеющей неизвестное время жизни (Т) покинет уровень, а его спонтанная люминесценция затухнет в течение времени (ТS) определяется функцией G 1 = ГS (4.6) Рассмотрим постоянное по амплитуде и синусоидально меняющееся во времени возмущение системы электромагнитной волной. Считается, что в начальный момент времени (Т=0) система, состоящая из двух энергетических уровней уже возбуждена. Поэтому формула (4.6.) не отражает полное время жизни такой системы. Мы должны учесть, что в процессе спонтанной люминесценции при лазерном возбуждении с постоянной амплитудой и синусоидальной волной электрон совершает нутации с частотой Раби  между уровнями:     2= 

Похожие:

	Эмиссионные методы диагностики наноматериалов и структур В зависимости от процесса возбуждения и эмиссии ниже представлена классификация эмиссионных методов многопараметрового анализа. Катодолюминесцентные...		Вопросы и задания для самостоятельной работе по теме: ч то такое... Электрический заряд. Величина заряда, единицы измерения. Квантование заряда. Точечный, распределенный и пробный заряд. Объемная,...
	Цифровые фильтры и их характеристики Цф относятся к классу линейных дискретных систем, взаимосвязь между входным и выходным дискретными сигналами в которых определяется...		Задача моделирования и ее решение в теории и практике проектирования систем Современные методы редукции систем и их применение к задачам анализа и синтеза систем
	Мария Корнева, Виктор Кулигин, Галина Кулигина Введение. «Рождение» заряда. Модель рождения Потенциал движущегося заряда. Потенциалы Льенара-Виехерта. Опережающий потенциал. Мгновенное...		Лабораторная работа №3 опыт франка и герца цель работы Цель работы: изучение процесса возбуждения атомов инертного газа электронным ударом и измерение первого потенциала возбуждения
	План-конспект урока методы решения систем уравнений Просмотр анимированного ролика со звуком, в ходе которого учащиеся повторяют алгоритм решения систем способом сложения		Электрический заряд сущность Принята и единица заряда – Кулон, которая выражает определённую величину количества электричества. Наименьшим количеством электричества...
	Эмиссионные методы диагностики наноматериалов и структур При этом для каждого типа источника необходима и собственная техника эксперимента, учитывающая специфику взаимодействия излучения...		1. Понятие, сущность и значение стадии возбуждения уголовного дела Понятие, сущность и значение стадии возбуждения уголовного дела. Поводы и основания для возбуждения уголовного дела