La emisión espontánea es el proceso por el cual una fuente de luz tal como un átomo, molécula, Nanocrystal o núcleo en un estado emocionado experimenta una transición al estado de tierra y emite un fotón . La emisión espontánea de la luz o de la luminescencia es un proceso fundamental que desempeña un papel esencial en muchos fenómenos en naturaleza y forma la base de muchos usos, tales como tubos fluorescentes, pantallas de la televisión, paneles de exhibición de plasma, lasers y diodos electroluminosos.

Introducción

Si una fuente de luz (“el átomo ") está en el estado emocionado con la energía $E\_2$, puede decaer espontáneo al estado de tierra, con la energía $E\_1$, lanzando la diferencia en energía entre los dos estados como fotón. El fotón tendrá $\backslash \; omega$ de la frecuencia y $de\; la\; energía\; \backslash \; hbar\; \backslash \; omega$:

$E\_2\; del\; -\; E\_1\; =\; \backslash \; hbar\; \backslash \; omega$,

donde está el $\backslash \; hbar$ constante de Dirac. La fase del fotón en la emisión espontánea es al azar al igual que la dirección las propagaciones del fotón adentro. Esto no es verdad para la emisión estimulada . Un diagrama llano de energía que ilustra el proceso de la emisión espontánea se demuestra abajo:

Si el número de fuentes de luz en el estado emocionado es dado por $N$, es la tarifa en el cual $N$ decae: $del$

l \ frac {\ N parcial} {\ t parcial} = - A_ {21} N,

donde está el índice el $A\_\; \{21\}$ de emisión espontánea. En el $A\_\; de\; la\; tarifa-ecuación\; \{21\}$ son una proporcionalidad constante para esta transición particular en esta fuente de luz particular. El constante se refiere como el coeficiente de Einstein A, y tiene $s^\; de\; las\; unidades\; \{-\; 1\}$. La ecuación antedicha se puede solucionar para dar: $N\; del$

l (t) =N (0) e^ {- A_ {21} t} = 0) e^ de N ({- \ Gamma_ {rad} t} ,

donde está el número el $N\; (0)$ inicial de fuentes de luz en el estado emocionado, $t$ es el tiempo y el $\backslash \; Gamma\_\; \{rad\}$ es el índice de decaimiento radiativo de la transición. El número de los estados emocionados $N$ decae así exponencial con el tiempo, similar al decaimiento radiactivo . Después de un curso de la vida, el número de estados emocionados decae hasta el 36.8% de su valor original ($\backslash \; frac\; \{1\}\; \{e\}$-time). El $de\; latarifade\; decaimiento\; radiativo\; \backslash \; el\; Gamma\_\; \{rad\}$ es inversly proporcionales al $\backslash \; al\; tau\_\; \{12\}$ del curso de la vida: $A\_\; \{21\}\; =\; \backslash \; =\; \backslash \; frac\; \{1\}\; \{\backslash \; tau\_\; \{21\}\}$ de Gamma_ {12}.

Teoría

Los mecánicos de Quantum prohíben explícitamente transiciones espontáneas. Es decir, usar la maquinaria de los mecánicos y uno de quántum primero-quantized ordinarios computa la probabilidad de transiciones espontáneas a partir de un estado inmóvil a otro, uno encuentra que es cero. Para explicar transiciones espontáneas, los mecánicos de quántum deben ser extendidos a una teoría segundo-quantized, en donde el campo electromagnético es quantized en cada punto en espacio. Tal teoría se conoce como teoría de campo de Quantum ; la teoría de campo de quántum de electrones y de campos electromagnéticos se conoce como electrodinámica de Quantum.

En electrodinámica del quántum (o QED), el campo electromagnético tiene un estado de tierra, el estado de vacío, que puede mezclarse con los estados inmóviles emocionados del átomo (para más información, ver la referencia. Como resultado de esta interacción, el " state" inmóvil; del átomo está no más un verdadero Eigenstate del sistema combinado del átomo más campo electromagnético. Particularmente, la transición del electrón del estado emocionado al estado de tierra electrónico se mezcla con la transición del campo electromagnético del estado de tierra a un estado emocionado, un estado del campo con un fotón en ella.

Aunque haya solamente una transición electrónica del estado emocionado al estado de tierra, hay muchas maneras de las cuales el campo electromagnético puede ir del estado de tierra a un estado del uno-fotón. Es decir, el campo electromagnético tiene infinitamente más grados de libertad, correspondiendo a las direcciones en las cuales el fotón puede ser emitido. Equivalente, uno pudo decir que el espacio de fase ofrecido por el campo electromagnético es infinitamente más grande que lo ofrecida por el átomo. Puesto que uno debe considerar las probabilidades que ocupan todo el espacio de fase igualmente, el sistema combinado de átomo más campo electromagnético debe experimentar una transición de la excitación electrónica a una excitación fotónica; el átomo debe decaer por la emisión espontánea. El tiempo que sigue habiendo la fuente de luz en el estado emocionado depende así de la fuente de luz sí mismo así como su ambiente.

Índice de emisión espontánea

El índice de emisión espontánea (es decir, la tarifa radiativa) se puede describir por la norma de oro de Fermi. El índice de emisión depende de dos factores: una “parte atómica”, que describe la estructura interna de la fuente de luz y de una “pieza del campo”, que describe la densidad de los modos electromágneticos del ambiente. La parte atómica describe la fuerza de una transición entre dos estados en términos de momentos de la transición. En un medio homogéneo, tal como espacio libre, el índice de emisión espontánea se da cerca:

; $\backslash \; =\; \backslash \; frac\; de\; Gamma\_\; \{rad\}\; (\backslash \; Omega)\; \{\backslash \; omega^3n|\backslash \; mu\_\; \{12\}|^2\}\; \{3\; \backslash \; pi\; \backslash \; varepsilon\_\; \{0\}\; \backslash \; c^3\; hbar\}$

donde está la frecuencia el $\backslash \; omega$ de la emisión, $n$ es el índice de refracción, el $\backslash \; el\; mu\_\; \{12\}$ es el momento de dipolo de transición, el $\backslash \; varepsilon\_0$ es el permitivity del vacío, el $\backslash \; hbar$ es constante de Dirac y $c$ es la velocidad del vacío de la luz . Claramente, el índice de emisión espontánea en espacio libre aumenta con el $\backslash \; omega^3$. Al contrario de los átomos, que tienen un espectro de emisión discreto, el Quantum puntea la forma de un sistema modelo ideal para sondar la dependencia de la frecuencia: la frecuencia de la emisión de los puntos del quántum se puede templar continuamente por su tamaño. De hecho, fue confirmado que el índice de emisión espontánea de los puntos del quántum sigue la dependencia del $\backslash \; omega^3$-frequency según lo descrito por la norma de oro de Fermi.

Decaimiento radiativo y nonradiative: la eficacia de quántum

En la tarifa-ecuación arriba, se asume que el decaimiento del número de los estados emocionados $N$ ocurre solamente bajo emisión de la luz. En este caso uno habla de decaimiento radiativo completo y éste significa que la eficacia de quántum es 100%. Además del decaimiento radiativo, que ocurre bajo emisión de la luz, hay un segundo mecanismo del decaimiento; decaimiento nonradiative. Para determinar el $\backslash \; el\; Gamma\_\; totales\; \{bebé\}$ de la tarifa de decaimiento, las tarifas radiativas y nonradiative deben ser sumadas: $del$

l \ Gamma_ {bebé} = \ + \ Gamma_ {nrad} de Gamma_ {rad}

donde está la tarifa el $\backslash \; Gamma\_\; \{bebé\}$ de decaimiento total, el $\backslash \; Gamma\_\; \{rad\}$ es la tarifa y el $\backslash \; el\; Gamma\_\; del\; decaimiento\; radiativo\; \{nrad\}$ la tarifa de decaimiento nonradiative. Se define la eficacia (QE) de quántum como la fracción de los procesos de la emisión en los cuales la emisión de la luz está implicada: $QE=\; \backslash \; frac\; \{\backslash \; Gamma\_\; \{rad\}\}\; \{\backslash \; +\; \backslash \; Gamma\_\; \{rad\}\; de\; Gamma\_\; \{nrad\}\}$ del

l

En la relajación nonradiative, la energía se lanza como fonones conocidos más comunmente como calor . La relajación Nonradiative ocurre cuando la diferencia de la energía entre los niveles es muy pequeña, y éstas ocurren típicamente en una escala de tiempo mucho más rápida que transiciones radiativas. Para muchos materiales (por ejemplo, los semiconductores, electrones se mueven rápidamente desde un nivel de alta energía a un nivel metaestable vía pequeñas transiciones nonradiative y después hacen que el final se baja al nivel más bajo vía una transición óptica o radiativa. Esta transición final es la transición sobre el Bandgap en semiconductores. Las transiciones nonradiative grandes no ocurren con frecuencia porque la estructura cristalina no puede apoyar generalmente vibraciones grandes sin los enlaces de destrucción (que no sucede generalmente para la relajación). Los estados metaestables forman una característica muy importante que se explote en la construcción de los lasers específicamente, desde electrones decaen lentamente de ellos, pueden ser llenados para arriba en este estado sin demasiada pérdida y entonces la emisión estimulada se puede utilizar para alzar una señal óptica.

Medidas del curso de la vida

El índice de emisión se puede medir con una medida del curso de la vida de Photoluminescence . En medidas del curso de la vida el decaimiento del número de fuentes de luz es sondado registrando una curva de decaimiento de Photoluminescence . Tiempo-correlated– la cuenta del solo-fotón se utiliza generalmente para obtener curvas de decaimiento. La curva de decaimiento se construye de un histograma que demuestre la distribución de las horas de llegada de solos fotones después de muchos ciclos de la excitación-detección. El histograma se modela con una función del decaimiento de la cual la época de decaimiento del proceso se deduzca. En el caso más simple la curva de decaimiento se puede describir por una función exponencial single-. En un diagrama semi-logarítmico una función solo-exponencial del decaimiento da lugar a una línea recta. La cuesta de la línea recta iguala el índice de decaimiento total del proceso. En muchos casos la curva de decaimiento es más compleja que solo-exponencial. En caso de decaimiento multi-exponencial el proceso no es caracterizado por una sola tarifa, sino por una suma o una distribución de tarifas. Es un problema general para modelar estos procesos multi-exponenciales complejos del decaimiento. Las funciones dobles y triple-exponenciales o las funciones con una distribución particular de tarifas se utilizan.

Emisión espontánea que controla: Efecto de Purcell

El índice de emisión espontánea depende en parte del ambiente de una fuente de luz. Esto significa que poniendo la fuente de luz en un ambiente especial, el índice de emisión espontánea puede ser modificado. Purcell de los años 50 descubrió el realce de los índices de emisión espontánea de átomos cuando él se empareja en una cavidad resonante (el efecto de Purcell). Se ha predicho teóricamente que un ambiente material “fotónico” puede controlar el índice de recombinación radiativa de una fuente de luz encajada. Una meta principal de la investigación es el logro de un material con un bandgap fotónico completo: una gama de frecuencias en las cuales ningunos modos electromágneticos existan y todas las direcciones de la propagación se prohíben. En las frecuencias del bandgap fotónico, la emisión espontánea de la luz se inhibe totalmente. La fabricación de un material con un bandgap fotónico completo es un desafío científico enorme. Por esta razón los materiales fotónicos se están estudiando extensivamente. Muchas diversas clases de sistemas en los cuales el índice de emisión espontánea sea modificado por el ambiente se divulgan, incluyendo las cavidades, dos, y materiales fotónicos tridimensionales del bandgap.

Ver también

Absorción (la óptica)
Emisión estimulada
Cristal fotónico
Ciencia del laser
Espectro de emisión
Línea espectral
Línea espectral atómica

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Zenithic

Gerald Bullett

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