众所周知，原子的发光行为不仅依赖于受激原子系统的结构性质，还依赖于系统的周围环境特性，通常被称做热库。原子的热库环境包括马尔可夫型热库和非马尔可夫型热库，自由真空场是典型的马尔可夫型热库，非马尔可夫型热库包括很多种，光子禁带材料内的热库是其中的一种。原子在不同热库环境下的探测谱线表现出明显不同的性质。光子带隙结构中的辐射场态密度(DOS)不同于自由真空场中的辐射场态密度。通过对嵌在光子禁带(PBG)材料内原子的量子光学和非线性光学现象的研究发现许多新的物理效应，如，光场的局域化、光子-原子束缚态、自发辐射被抑制和完全消除、自发辐射的增强等等，因此，光子禁带材料内原子的发光行为的研究受到广泛的重视，是目前量子光学领域以及材料科学领域内的前沿课题之一。 对处于光子晶体中原子的吸收谱研究中，大多数文章只是图一：各向同性双带光子晶体中四能级原子能级图。ρ(ωk)代表PBG模场的态密度，ωc2和ωc1分别是禁带上、下边缘对应的频率。假定从能级|3>到|0>和|2>的跃迁与PBG模场ωk相互耦合。从能级|3>到|1>的跃迁同时与弱探测场ωp和自由真空模场ωλ相互辐合。δp是探测场相对于禁带中央的频率失谐。△代表较低能级之间的劈裂宽度。 考虑了较高能级上的粒子数分布和演化，所考虑的原子模型只有一个低能级。然而实际原子系统中原子的基态能级存在超精细结构，本文以这种更加实际的具有超精细结构的四能级原子系统微模型，并假设该原子的一个跃迁与自由真空模场相互作用，另外两个跃迁则分别和各项同性PBG模场、各项异性PBG模场以及自由真空模场相互作用。针对这三种不同情形，本文详细研究了基态能级精细结构对探测吸收光谱和折射率谱的影响。研究结果表明：在各向同性PBG模场的情形下，原子基态能级的精细结构能够导致多个透明窗口和吸收峰的出现。本论文中的研究方法和研究成果为原子在特殊热库环境下的吸收和发射以及原子的相干特性研究提供了基础，对在固体材料中实现电磁感应光透明具有重要的指导意义和实际应用价值。 1、理论模型 本文所采用的模型如图一所示，考虑具有一个较高能级|3>和三个较低能级|2>、|1>和|0>的四能级原子系统。我们假定，由能级|3>到能级|1>的跃迁同时与自由真空模场ωλ和弱探测场ωp相互耦合，由能级|3>到能级|2>和|0>的跃迁则分别与各向同性PBG模场、各向异性PBG模场和自由真空模场相互耦合。 2、结果和讨论 实际原子的基态通常有一个劈裂宽度为△的精细结构。为了研究精细劈裂对PBG和自由空间中探测吸收光谱的影响，我们在图2中画出对应于三种不同情形的作为失谐δp的函数的探测吸收和色散光谱。 由图2(b)和(c)，我们可以看出探测吸收峰对应于由能级|3>到能级|1>的共振跃迁。这是可以预期和理解的，因为劈裂改变了与各向异性PBG和自由空间热库耦合的另一个跃迁。然图二：吸收Im[χ(δp)](粗实线)和色散Re[χ(δp)](细实红)光谱(任意单位)与探测场失谐δp的关系。(a)双带各向同性PBG热库和β30=β32=1.0；(b)双带各向异性PBG熟库和α302=α322=1.0；(c)自由真空热库和γ30=γ32=1.0。其它参数为：δc2cl=1.0、δ3cl=0.5、△=3.0、A1(0)=1.0。所有参数均以γ31为单位 而，对各向同性PBG热库(图2(a))，劈裂宽度△对探测吸收光谱的影响却是截然不同的。不难发现，在与由上能级到下能级的共振跃迁相对应的吸收峰旁边出现了一个额外的预期之外的吸收峰。 图三：双带各向同性PBG热库中的吸收Im[χ(δp)](粗实线)和色散Re[χ(δp)](细实线)光谱(任意单位)与探测场失谐δp的关系。(a)△=0.0；(b)△=3.0；(c)△=6.0。其它参数与图2中的相同。 为了研究这一新的光谱特性，在各向同性PBG模场、各向异性PBG模场和自由真空模场情况下，我们在图3、图4和图5中分别画出对应于不同劈裂宽度△的吸收光谱。 图四：双带各向异性PBG热库中的吸收Im[χ(δp)](粗实线)和色散Re[χ(δp)](细实线)光谱(任意单位)与探测场失谐δp的关系。(a)△=0.0；(b)△=3.0；(c)△=6.0。其它参数与图2中的相同。 图五：由由真空热库中的吸收Im[χ(δp)](粗实线)和色散Re[χ(δp)](细实线)光谱(任意单位)与探测场失谐δp的关系。(a)△=0.0；(b)△=3.0；(c)△=6.0。其它参数与图2中的相同。 由图3、图4和图5我们可以看出，在自由真空模场的情况下，低能级的劈裂对探测吸收光谱几乎没有任何影响。在各向异性PBG模场的情况下，当劈裂宽度增加时，探测光谱的宽度也随之增大。在各向同性PBG模场的情况下，劈裂宽度对探测光谱的影响则比较复杂。 图六：各向同性PBG热库中的吸收Im[χ(δp)](粗实线)和色散Re[χ(δp)](细实线)光谱(任意单位)与探测场失谐δp的关系。δ3cl=δc2cl(a)δc2cl=0.5；(b)δc2cl=3.0；(c)δc2cl=6.0。其它参数与图2中的相同。 图七：各向同性PBG热库中的吸收Im[χ(δp)](粗实线)和色散Re[χ(δp)](细实线)光谱(任意单位)与探测场失谱δp的关系。(a)δ3cl=0.5；(b)δ3cl=2.0；(c)δ3cl=4.0。其它参数与图2中的相同。 为了研究各向同性PBG模场的情况下低能级劈裂宽度对探测光谱的影响，我们在图6中画出对应于不同禁带宽度的探测吸收光谱，在图7中画出对应于不同失谐(由上能级到禁带下边缘)的探测吸收光谱。由图2(a)、图3、图6和图7可以看出，在各向同性PBG模场的情况下，与预期之外的吸收峰对应的失谐被包含在由1/2(△-δc2cl)到1/2(△+δc2cl)和由-1/2(△-δc2cl)到-1/2(△+δc2cl)的两个范围之内，与其它参数无关。结果是，在各向同性PBG模场的情况下，我们可以观察到四(两)个透明窗口和两(一)个探测吸收峰。在探测吸收光谱中涉及的延迟格林函数的拉普拉斯变换形式为 (i/√δk+1/2(δc2cl-△)+1.0/√δk-1/3(δc2cl+△))(i/√δk-1/2(δc2cl-△)+1.0/√δk+1/2(δc2cl+△)) 上式清晰地表明，低能级的劈裂在与各向同性PBG模场对应的延迟格林函数的拉普拉斯变换中感应出了额外的奇异点。这些奇异点出现在1/2(△-δc2cl)、1/2(△+δc2cl)、-1/2(△-δc2cl)和-1/2(△+δc2cl)处。这表明，原子基态劈裂导致的吸收峰源于劈裂对各向同性PBG模场的延迟格林函数的拉普拉斯变换的贡献。 3、结论 本文采用趋向实际的具有超精细结构的四能级原子系统微模型，假设该原子的一个跃迁与自由真空模场相互作用，另外一对跃迁则分别和各向同性PBG模场、各向异性PBG模场以及自由真空模场相互作用。针对这三种不同情形，本文详细研究了基态能级精细结构对探测吸收光谱和折射率谱的影响。研究结果首次表明：在自由真空场和各向项异性PBG热库环境下，原子基态的超精细结构对原子的吸收和折射率谱没有产生大的影响，而在各向同性PBG模场的情形下，原子基态能级的精细结构则导致了多个透明窗口和吸收峰的出现。