CC BY
15
УДК 538.91
П. А. Головинский1'2, А. В. Яковец1, В. А. Астапенко1
1 Московский физико-технический институт (государственный университет) Воронежский государственный технический университет
Нелинейное возбуждение квантового резонанса Фано
В работе исследовано нелинейное формирование асимметричного профиля Фано в резонансной двухуровневой системе, взаимодействующей с зоной уровней. Представлено динамическое описание резонанса и рассчитана заселенность зоны состояний в зависимости от времени. Обсуждается возможность управления формой заселенности квазиконтинуума за счет изменения интенсивности внешнего поля.
Ключевые слова: квантовый резонанс Фано, двухуровневая система, квазиконтинуум, зона уровней.
P.A. Golovinski1'2, A. V. Yakovets1, V. A. Astapenko1
1 Moscow Institute of Physics and Technology (State University) 2 Voronezh State Technical University
Nonlinear excitation of the Fano quantum resonance
The nonlinear formation of the asymmetric Fano profile in a resonant two-level system interacting with the levelband system is investigated. The dynamic description of the resonance is presented and the population of the levelband system is calculated as a time function. A possibility to control the population quasicontinuum shape by changing the external field intensity is discussed.
Key words: Fano quantum resonance, two-level system, quasicontinuum, levelband system.
1. Введение
Для описания автоионизационных состояний атомов имеется надежная теория, позволившая, в частности, понять динамику ионизации таких состояний аттосекундными импульсами [1-7]. Основными результатами усилий в этом направлении стало понимание внутриатомной составляющей динамики, отвечающей за формирование зависящего от времени дипольного отклика [8,9] и динамики образования электронов в непрерывном спектре [10], убедительно подтвержденные экспериментальными измерениями. При образовании электронов непрерывного спектра, важной оказывается конкуренция процессов прямой ионизации и ионизации, идущей через возбуждение дискретного состояния, меняющаяся во времени. Большая часть имеющихся теоретических исследований посвящена изолированным резонансам, но рассмотрено и влияние перекрытия резонансов на их динамику [11]. Отметим, что для квантовых точек возбуждение экситонов находится в видимой области света, где изучение резонансов Фано облегчается наличием развитой экспериментальной техники получения одноцикловых лазерных импульсов [12,13].
Все эти теоретические и экспериментальные усилия объединяет квантовая интерференция, которая проявляется как резонанс в спектре оптического поглощения с характерной асимметричной формой. Близко к основному максимуму возникает глубокий минимум
@ Головинский П. А., Яковец А. В., Астапенко В. А., 2018
(с) Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования «Московский физико-технический институт (государственный университет)», 2018
при энергии, соответствующей деструктивной интерференции амплитуд перехода в дискретное состояние и непрерывный спектр состояний. Важной основой теории Фано является предположение о достаточно высокой плотности состояний, которые можно отнести к непрерывному спектру Однако в ряде случаев множество близко расположенных уровней оказывается достаточно разреженным. Такая ситуация присутствует в молекулярных спектрах многоатомных молекул, где электронные переходы релаксируют, взаимодействуя с колебательными молекулярными состояниями. Этот случай в отсутствие прямого возбуждения уровней зоны проанализирован в модели Биксона Джортнера [14]. Настоящая работа посвящена исследованию динамики резонансного возбуждения состояния на фоне зоны эквидистантных уровней лазерным нолем в модели Биксона Джортнера, дополненной с возможностью прямого оптического перехода в зону уровней.
2. Общие уравнения динамики
Рассмотрим квантовую систему, состоящую из основного состояния |0) и возбужденного состояния |1) с энергией Е\, взаимодействующего с зоной близко расположенных по энергии уровней 1к) с энергия ми Ед. В данной модели возможно прямое возбуждение лазерным нолем дискретного уровня и уровней зоны, как показано на рис. 1.
Рис. 1. Схема возбуждения двухуровневой системы, взаимодействующей с зоной уровней
Пусть гамильтониан системы H является суммой гамильтониана Ho, представляющего независимые состояния стационарного взаимодействия ^возбужденного состояния |1) с уровнями зоны Ik) и внешнего, зависящего от времени, взаимодействия Hint(t) = V(t)+U(t). Взаимодействие V(t) связывает основное состояние |0) и возбужденное состояние |1), U(t) связывает основное состояние |0) и возбужденные состояния зоны Ik):
H = Ho + W + V (t) + U (t). (1)
Уравнение Шредингера
i-ф = H-ф (2)
в представлении взаимодействия принимает вид
iaa о = Voi(t)e^0liai + J] Uok (t)el"0k lak,
k
iai = Vw(t)elM1otao + Y, WikelMlktak, (3)
k
iäik = UkoelUk0tao + WkielUkltai.
Аналитическое решение системы уравнений (3) возможно в случая резонанса.
Величины ао ,а1, ак являются коэффициентами разложения волновой функции
= Е е~гЩ а3 (*)<Рз + Е е_гЕп (4)
3=0,1 п
по собственным состояниям рк оператора Гамильтона Но, удовлетворяющим уравнению
НоРк = Ек рк (5)
и
шкк1 = Ек — Ек1 . (6)
Начальные условия для первоначально невозбужденной системы: ао(0) = 1, а1(0) = 0 ,ак = 0. При дополнительных предположениях Wkl = Wlk = ^, Vоl(í) = У1о(^ = и1(г), Цк1 = и1к = и2(г) систему уравнений (3) можно упростить, и мы получим
га о = и (г)еШ011а1 + ВД ^ еШ0к 1ак,
к
га 1 = и(гуШ10Ьао + W Е е^ ак, (7)
к
га к = и2(г)е{Шк0*ао + WeiШkltal.
Далее мы рассматриваем возбуждение системы лазерным полем с мгновенным включением и постоянной фиксированной несущей частотой. Взаимодействие носит квазирезонансный характер, поэтому, удерживая только резонансные слагаемые, в приближении вращающегося поля получим систему уравнений
гао = У1е-*ш10~ш*а1 + У^ еак,
к
г а 1 = УкЦ»10-»* ао + W Е е^1к ак, (8)
к
г а к = У2 е^шк0-ш^ ао + WeiШk11 а 1. Вводя новые амплитуды в соответствии с определениями
ак = е^Шк0-ш)'Лк,
а1 = е^^Ль (9)
ао = Ло,
получим уравнения [15,16]
гЛо = У1Л1 + У^ Лк,
к
гЛ 1 = А1Л1 + У1Ло + Лк, (Ю)
к
гЛ к = Ак Лк + У2 Ло + WЛl,
где А1 = шю —ш—г^, Ак = Шко —ш—г^к> коэффициенты 1к позволяют феноменологически учесть затухание возбужденных уровней. В области изображений преобразования Лапласа система уравнений (10) принимает вид
¿Ло = —гУ1 Л1 — гУ2 ^ Лк + 1,
к
Л = —гА1Л1 — гУ1Ло — г^^Лк, (И)
к
вЛк = —гАкЛк — гУ2Ло — гWЛl.
Из последнего уравнения следует
.V2A0 + WÄ!
Ak = i 2 ! -"а \ > 12
(s + гАк)
вЛс = -гУгЛ! - (У22ЛС + V2WA1) V 1 + 1,
^ (в + гАк)
к 1 (13)
вЛг = -гАЛ - гУгЛс - ^Лс + WЛ)£ ( + А ) ■
к (в + гАк)
После вычисления суммы в правой части уравнений (13), приведенных в [17], получим
У^ЛгТ = - со^ () , (14)
^ (8 + гАк) шс \шс)
где расстояние между эквидистантными уровнями зоны равно шс- Для плотного спектра (квазиконтинуума) пв/шс >> 1 и соШ (пв/шс) ~ 1 , Тогда будем иметь
8 Лс = -гУЛ - (у22Лс + V2WЛl)— +1,
шс
вЛг = -гАЛ - гУЛ - (V2WЛс + W2Лг) — .
шс
Для удобства дальнейших преобразований введем обозначения
(15)
У"2— пV2W пW2
юс = -, Ме = -, ю = -. (16)
шс шс шс
С учетом этого решение системы уравнений запишем в виде
+ гА1 + ■
Лс(в) =-2,
(в + юс)(в + гАг + ю) - (Щ + Юе)
л / ч гV1 + юе
Лгв =--1-е-2, (17)
(в + юс)(в + гАг + ю) - (т + Юе)2
л(,_. W(г¥1 + Юе) - V2(s + гАг + ю)
Лк (в) = г~
(в + гАк)[(в + Юс)(в + гАг + ю) - (^ + Юе)2]
Выражения (17) переходят в решения [16], полученные с помощью преобразования Фурье, при замене в ^ -гш. С течением времени в непрерывном спектре формируется квазистационарное распределение
л т . V2(Аl - Ак - гю) - WV - гюе)
Лк (г) = , . -7-Г"—^-—2 ехР(-гАк г). (18)
(Ак + гюс)(Аг - Ак - гю) + ^ - гюе)
Выражение (18) имеет два полюса, что приводит к двугорбой форме заселенности уровней, характерной для интерференционного профиля Фано.
3. Квантовый резонанс на фоне дискретного квазиконтинуума
Рассмотрим пример зависимости заселенности уровней зоны от энергии при точном резонансе, когда А1 = 0. На рис. 2 показано конечное распределение заселенности зоны уровней Ррапо(Ак) = \Лк(г)\2 при параметрах: шс = 0.0011 эВ, W = 0.001 эВ, Vl = 0.0022 эВ, V2 = 0.0018 эВ, 7 = 7к = 0. Отметим, что асимметричная форма распределения нелинейным образом зависит от величины поля и может существенно отличаться по виду при других значениях параметров.
0.2 0 18 0 16 0.14
— 012 0.1
га
£1" 0 08 0 06 0.04 0 02
-(?.03 -0 02 -0.01 0 0.01 002 0~03
А, еУ
Рис. 2. Финальная заселенность квазиконтинуума в форме Фано
200 4 00 600 8 00 1000 1200
а*
Рис. 3. Динамика заселенности уровней |0) и |1)
На рис. 3 представлена временная зависимость заселенности основного и возбужденного резонирующих) уровня. Вначале их заселенности принимают сопоставимые значения за счет розонанснох'о воздействия поля. Далее заселенности монотонно снижаются за счет распада в квазиконтинуум.
На рис. 4, 5 показаны результаты расчета динамики заселенности четырех выделенных состояний квазиконтинуума. Рис. 4 более подробно показывает начальный период возбуждения квазиконтинуума, стартующий с нулевых заселенностей. Рис. 5 отражает глобальную динамику заселения квазиконтинуума, носящую характер затухающих осцилляций вокруг асимптотического значения заселенности. Финальные населенности уровней соответствуют значениям, представленным на рис. 2.
Отметим принципиальное отличие полученного асимметричного распределения от линейного профиля Фано. В случае линейного резонанса Фано интерференционный провал образуется при определенных значениях сканирующей частоты. В нелинейном резонансе частота внешних) поля фиксирована, а асимметрия распределения заселенности квазиконтинуума обусловлена совместным действием нелинейности и интерференции.
0.2
Lfs
Рис. 4. Динамика засоленности уровней квазиконтинуума с энергиями 0.015 эВ; 0.005 эВ; 0 эВ; 0.01 эВ. отсчитываемыми от резонанса: начальный период времени
0.2
Рис. 5. Динамика заселенности уровней квазиконтинуума с энергиями 0.015 эВ; 0.005 эВ; 0 эВ; 0.01 эВ. отсчитываемыми от резонанса: глобальная динамика
4. Заключение
Проведенное исследование показывает важность интерференции каналов при нелинейном резонансном возбуждении дискретнохх) уровня на фоне плотной зоны уровней. Отмечается возможность формирования аеимметричших) профиля за счет интерференции, характерной для резонансов Фано. Приведено динамическое описание формирования резонанса, показывающее возможность управления формой заселенности квазиконтинуума в широких пределах за счет изменения отстройки частоты внешнмх) поля и ei'o интенсивности. Важно отметить, что оптически перестраиваемый резонанс на фоне континуума является, в частности, моделью системы, состоящей из нанопроводника и примесных атомов, обеспечивающих дискретные состояния на фоне континуума [18]. Это позволяет провести экспериментальное исследование нелинейной динамики резонанса Фано, используя лазерное поле оптическохх) диапазона. Проведенное нами исследование существенно опиралось на монохроматичность и квазирезонансность внешних) воздействия. В то же время
наибольший интерес представляет изучение динамики наносистем под действием фемто-секупдпых импульсов. Для столь коротких лазерных импульсов резонансное приближение становится слишком грубым, и требуется использовать иные теоретические схемы анализа, включая прямое численное моделирование динамики.
Благодарности
Работа выполнена в рамках Государственного задания Министерства науки и образования РФ (задание № 3.9890.2017/8.9).
Литература
1. Ott С., Kaldun A., Raith P., Meyer К., baux M., Evers J., Keitel С.H., Green С.H., Pfeifer T. Lorentz meets Fano in spectral line shapes: A universal phase and its laser control // Science. 2013. V. 340. C. 716-720.
2. Wickenhauser M., Burgdôrfer J., Krausz F., Drescher M.. Time resolved Fano resonances // Phvs. Rev. Lett. 2005. V. 94, N 023002
3. Mercouris Th., Komninos Y., Nicolaides C.A. Time-dependent formation of the profile of the He 2s2plPo state excited by a short laser pulse // Phvs. Rev. 2007. V. A 75, N 013407; Erratum Phvs. Rev. A. 2013. V. 87. N* 069905. https://journals.aps.org/pra/abstract/10.1103/PhysRevA.87.069905
4. Nicolaides C.A., Mercouris Th., Komninos Y. Time-dependent formation of the profile of resonance atomic states and its dependence on the duration of ultrashort pulses from free-electron lasers // Phvs. Rev. A. 2009. V. 80, N 055402.
5. Chu W.C., Lin C.D. Theory of ultrafast autoionization dynamics of Fano resonances // Phvs. Rev. A. 2010. V. 82, N 053415.
6. Argenti L., Lindroth E.. Ionization branching ratio control with a resonance attosecond clock 11 Phvs. Rev. Lett. 2010 V. 105, N 053002
7. Argenti L., Pazourek R., Feist J., Nagele S., Liertzer M., Persson E., Burgdôrfer J., Lindroth E.. Photoionization of helium by attosecond pulses: Extraction of spectra from correlated wave functions // Phvs. Rev. A. 2013. V. 87, N 053405.
8. Wang He, Chini M., Chen S., Zhang C.-H., He F., Cheng Y., Wu Yi, Thumm Uwe, Chang Z. Attosecond time-resolved autoionization of argon // Phvs. Rev. Lett. 2010. V. 105, N 143002.
9. Kaldun A., Blattermann A., V. Stoofi, Donsa S., Wei H., Pazourek R., Nagele S., Ott C.,Lin C.D., Burgdôrfer J., Pfeifer T. Observing the ultrafast buildup of a Fano resonance in the time domain 11 Science. 2016. V. 354. P. 738-741.
10. Gruson V., Barreau L., Jiménez-Galan В., Risoud F., Caillat J., Maquet A., Carré В., Lepetit F., Hergott J. -F., Ruchon T., Argenti L., Taieb R., Martin F., Salières P. Attosecond dynamics through a Fano resonance: Monitoring the birth of a photoelectron // Science. 2016. V. 354. P. 734-738.
11. Wickenhauser M., Burgd'uffer J., Krausz F., Drescher M. Attosecond streaking of overlapping Fano resonances // J. Mod. Opt. 2006. V. 53. P. 247-257.
12. Wirth A., Hassan M.Th., Grguras I., Moulet J.T. Gagnon A., Luu T., Pabst S., Santra R., Alahmed Z.A., Azzeer A.M., Yakovlev V.S., Pervak V., Krausz F., Goulielmakis E. Synthesized light transients // Science. 2011. V. 334. P. 195-200.
13. Hassan M.Th., Wirth A., Grguras I., Moulet A., Luu '/'. '/'.. Gagnon J., Pervak V., Goulielmakis E. Invited Article: Attosecond photonics: Synthesis and control of light transients // Rev. Sc. Instr. 2012 V. 83, N 111301.
14. Bixon M., Jortner J. Intramolecular radiation transitions //J. Chem Phvs. 1968. V. 48. P. 715-726.
15. Kirôla E., Eberly J.H. Quasicontinuum effects in molecular excitation //J. Chem. Phvs. 1985. V. 82. P. 1841-1854.
16. Акулгм В.M. Динамика сложных квантовых систем. М.: Наука, 2009. С. 97.
17. Barnett S.M., Radmore P.M. Methods in theoretical optics. Oxford: Clerendon Press, 1997.
18. Boretz Y., Ordonez G., Tanaka S., Petrosky T. Optically tunable bound states in continuum // Phvs, Rev. A. 2014. V. 90, N 023853(9).
References
1. Ott C., Kaldun A., Raith P., Meyer K., baux M., Evers J., Keitel C.H., Green C.H., Pfeifer T. Lorentz meets Fano in spectral line shapes: A universal phase and its laser control. Science. 2013. V. 340. C. 716-720.
2. Wickenhauser M., Burgdôrfer J., Krausz F., Drescher M.. Time resolved Fano resonances. Phvs. Rev. Lett. 2005. V. 94, N 023002.
3. Mercouris Th., Komninos Y., Nicolaides C.A. Time-dependent formation of the profile of the He 2s2plPo state excited by a short laser pulse. Phvs. Rev. 2007. V. A 75, N 013407; Erratum Phvs.' Rev. A. 2013. V. 87. N* 069905. https://journals.aps.org/pra/abstract/10.1103/PhvsRevA.87.069905
4. Nicolaides C.A., Mercouris Th., Komninos Y. Time-dependent formation of the profile of resonance atomic states and its dependence on the duration of ultrashort pulses from free-electron lasers. Phvs. Rev. A. 2009. V. 80, N 055402.
5. Chu W.C., Lin C.D. Theory of ultrafast autoionization dynamics of Fano resonances. Phvs. Rev. A. 2010. V. 82, N 053415.
6. Argenti L., Lindroth E.. Ionization branching ratio control with a resonance attosecond clock. Phvs. Rev. Lett. 2010 V. 105, N 053002
7. Argenti L., Pazourek R., Feist J., Nagele S., Liertzer M., Persson E., Burgdôrfer J., Lindroth E.. Photoionization of helium by attosecond pulses: Extraction of spectra from correlated wave functions. Phvs. Rev. A. 2013. V. 87, N 053405.
8. Wang He, Chini M., Chen S., Zhang C.-H., He F., Cheng Y, Wu Yi, Thumm Uwe, Chang Z. Attosecond time-resolved autoionization of argon. Phvs. Rev. Lett. 2010. V. 105, N 143002.
9. Kaldun A., Blattermann A., V. Stoofi, Donsa S., Wei H., Pazourek R., Nagele S., Ott C.,Lin C.D., Burgdôrfer J., Pfeifer T. Observing the ultrafast buildup of a Fano resonance in the time domain. Science. 2016. V.354. P. 738-741.
10. Gruson V., Barreau L., Jiménez-Galan Б., Risoud F., Caillat J., Maquet A., Carré В., Lepetit F., Hergott J. -F., Ruchon T., Argenti L., Taieb R., Martin F., Salières P. Attosecond dynamics through a Fano resonance: Monitoring the birth of a photoelectron. Science. 2016* V. 354. P. 734-738.
11. Wickenhauser M., Burgd'uffer J., Krausz F., Drescher M. Attosecond streaking of overlapping Fano resonances. J. Mod. Opt. 2006. V. 53. P. 247-257.
12. Wirth A., Hassan M.Th., Grguras I., Moulet J.T. Gagnon A., Luu T., Pabst S., Santra R., Alahmed Z.A., Azzeer A.M., Yakovlev V.S., Pervak V., Krausz F., Goulielmakis E. Synthesized light transients. Science. 2011. V. 334. P. 195-200.
13. Hassan M.Th., Wirth A., Grguras I., Moulet A., Luu T.T., Gagnon J., Pervak V., Goulielmakis E. Invited Article: Attosecond photonics: Synthesis and control of light transients. Rev. Sc. Instr. 2012 V. 83, N 111301.
14. Bixon M., Jortner J. Intramolecular radiation transitions. J. Chem Phvs. 1968. V. 48. P. 715-726.
15. Kirôla E., Eberly J.H. Quasicontinuum effects in molecular excitation. J. Chem. Phvs. 1985. V. 82. P. 1841-1854.
16. Akulin V.M. Dynamics of Complex Quantum Systems. Moscow: Nauka, 2009. P. 97. (in Russian).
17. Barnett S.M., Radmore P.M. Methods in theoretical optics. Oxford: Clerendon Press, 1997.
18. Boretz Y., Ordonez G., Tanaka S., Petrosky T. Optically tunable bound states in continuum. Phvs, Rev. A. 2014. V. 90, N 023853(9).
Поступим в редакцию 27.01.2018
