Nous nous limiterons dans un premier temps à un seul couple de type “donneur–accepteur” (figure (8)). Seuls les états moléculaires contribuant au transfert d’énergie sont représentés et
12
J
Γa2
K
K
1
2
|g1>
|g2>
1
ω
ω2
|b2>
|a2>
|a1>
Γ
Γ
Γ
|b1>
b1
a1
b2
FIG. 8 – Représentation schématique des états moléculaires de la paire constituée d’un donneur
(molécule 1) et d’un accepteur (molécule 2). Les deux états a1 et b2 sont couplés par le
couplage dipolaire résonnant J12.
nous ne considérons qu’un seul couplage résonnant entre les deux chromophores. Toutefois, ce formalisme pourrait être généralisé pour tenir compte de l’élargissement des niveaux dans des situations qui nécessiteraient une telle approche.
Prenons l’exemple du couple de chromophores décrit dans l’expérience de la référence [152]. Le champ électrique incident, monochromatique de longueur d’ondeλL ✁
2π ωL, excite le donneur au voisinage de la résonance d’absorption (λ1
✁
2π ω1
✁
380 nm). Après relaxation vibrationnelle vers le niveau excité a1 , il se produit un transfert d’énergie vers l’accepteur. Ce
transfert est induit par le couplage dipôle–dipôle entre les deux états de même énergie a1 et
b2 de chaque chromophore. Une relaxation vibrationnelle rapide amène ensuite l’accepteur à l’état a2 . Finalement, la molécule retourne à son état fondamental par émission d’un photon de fluorescence de longueur d’ondeλ2
✁
2π ω2
✁
500 nm. Notons que le donneur à l’état a1 peut aussi retourner à son état fondamental g1 par émission d’un photon de fluorescence à la longueur d’ondeλ0 ✁
2π ω0✁
425 nm, avec le taux de fluorescenceΓa1.
Nous avons vu que pour établir les équations de Bloch optiques, il suffit d’additionner les différents couplages agissant sur les molécules et l’hamiltonien décrivant le système molécu- laire en absence de couplage (voir la relation (IV.113)). Nous détaillerons ces différents hamilto- niens plus bas. De plus, nous ne considérerons pas les cas où les deux chromophores se trouvent en même temps dans un état excité. Cela signifie que les seuls états du système moléculaire qui seront considérés sont :
g1g2 (état fondamental)✁ (IV.114)
a1g2✄✁ b1g2✄✁ (donneur dans un état excité)✁ (IV.115)
g1a2✄✁ g1b2✄✁ (accepteur dans un état excité)✝ (IV.116)
Par la suite, nous n’écrirons que l’état excité concerné (par exemple, a1g2 sera noté a1 ) et nous noterons g ✁
g1g2 l’état fondamental pour éviter toute ambiguïté. Cela nous conduira à écrire un ensemble d’équations de Bloch optiques pour le donneur, un autre ensemble pour l’accepteur et un dernier ensemble couplant les deux (paragraphe (4.3)). Cette approximation qui néglige les états où les deux molécules sont excitées est en accord avec le mécanisme de Förster dans les cas les plus courants. Toutefois, cela ne permet pas de rendre compte du phé- nomène de fluorescence collective qui apparaît dans certaines conditions. Ce point précis sera rediscuté par la suite.
Hamiltonien moléculaire
En absence de couplage entre les deux chromophores, l’hamiltonien du couple donneur– accepteur s’écrit : Hm✁ ωa 1 a1 a1 ✝ ωb1 b1 b1 ✝ ωa2 a2 a2 ✝ ωb2 b2 b2 ✁ (IV.117)
où ωα représente l’énergie du niveau α par rapport au niveau fondamental g du système moléculaire.
Couplage avec le champ électrique
La paire de chromophores est excitée par le champ électrique E r✁t✂ dans le champ proche.
Nous supposons de nouveau que l’approximation dipolaire convient pour décrire l’interaction des molécules avec ce champ. D’autre part, nous faisons l’hypothèse que seule la transition du niveau g vers le niveau excité b1 du donneur est couplée avec le champ électrique incident. L’hamiltonien de couplage se réduit alors à
W t✂ ✁ ˆµgb1 ✆ E r1✁t✂✄✁ avec (IV.118) ˆµgb1 ✁ µb1 ✁ g b1 ✝ b1 g ✂ (IV.119)
où µb1 représente le moment dipolaire de transition entre l’état fondamental g1 et l’état ex- cité b1 du donneur. Pour simplifier encore l’analyse, nous supposons de plus que le champ
4. Fluorescence par transfert résonnant d’énergie déclenché en champ proche optique 111 électrique à la position r1du donneur est de la forme
E r1✁ t✂
✁
E r1✂ cos ωLt
✝
Φ✂✄✁ (IV.120)
où l’amplitude E r1✂ du champ proche d’excitation sera explicitée plus loin. Cette simplification
n’enlève rien de la généralité de l’étude qui suit. Couplages avec l’environnement
Nous considérons ici deux types de couplages. Tout d’abord, le couplage des molécules avec les modes du rayonnement électromagnétique, responsable de la fluorescence. Ce couplage conduit à introduire le superopérateur de Redfield
R
spont défini au paragraphe (3.4). Ce super-opérateur est obtenu après moyenne sur les états du rayonnement et agit sur l’opérateur densité partielσ t✂ décrivant le couple donneur–accepteur. Les composantes non nulles de
R
spont sont
indiquées sur la figure (8), et sont données par les relations :
R
bspont1b1gg ✁ Γb1✁ (IV.121)
R
aspont1a1gg ✁ Γa1✁ (IV.122)
(IV.123) avec des relations équivalentes pour l’accepteur. Les composantes de ce superopérateur entre les cohérences vérifient l’équation (IV.101). Par la suite, nous négligerons le décalage en énergie des niveaux moléculaires (i-e.∆ab ✁
0 dans la relation (IV.101)), soit :
R
αβαβspont ✁ γαβ✁ Γ
α✝
Γβ✂ 2✝ (IV.124)
De manière similaire, les relaxations vibrationnelles découlent des interactions avec les modes de vibrations de l’environnement et peuvent être décrites par le superopérateur
R
vibaprès moyenne sur les modes de vibration [158]. Nous supposerons que les seuls termes non nuls de
R
vib couplent les deux niveaux excités d’une même molécule (figure (8)). Pour simpli-fier, on pose
R
bvibibiaiai ✁R
avibiaibibi ✁ K✁ i ✁ 1✁ 2✝ (IV.125)La présence de molécules à proximité du couple donneur–accepteur peut modifier la valeur de la constante vibrationnelle K. Nous ne tiendrons pas compte de cette possible perturbation dans la suite.
Couplage dipôle–dipôle
L’hamiltonien de couplage dipôle–dipôle Hdd est responsable du transfert d’énergie entre
les deux chromophores. Il couple le niveau a1 du donneur (état a1g2 du couple donneur– accepteur) avec le niveau b2 de l’accepteur (état g1b2 du couple donneur–accepteur). Il peut donc s’écrire sous la forme suivante :
Hdd ✁ J12 a1 b2 ✝ J☎ 12 b2 a1 ✝ (IV.126)
Cet hamiltonien est caractérisé par le terme de couplage dipôle–dipôle J12. L’analyse semi– classique proposée par J. Mahanty et B. Ninham permet de spécifier la forme de ce terme [159]. Pour cela, on revient à une description dipolaire de la fluorescence. Le signal de fluorescence est assimilé à l’énergie rayonnée par le dipôle p1 t✂
✁
p1e✟
iω0t, où p
transition entre les niveaux a1 et g1 du donneur. Le champ électrique Edon r2✁ t✂ engendré par
ce dipôle à la position r2de l’accepteur découle directement de la définition de la susceptibilité du champ S r✁r
✁
✁ ω✂ associée à la géométrie de l’expérience
Edon r2✁t✂
✁
S r2✁ r1✁ ω0✂ ✆ p1e✟
iω0t
✝ (IV.127)
D’autre part, l’absorption par l’accepteur peut être vue comme l’interaction du champ électrique Edon r2✁ t✂ avec le dipôle p2 t✂
✁
p2eiω0t, p2 étant le moment dipolaire de transition entre les niveaux a2 et g2 de l’accepteur. Le changement de signe dans l’exponentielle indique qu’il s’agit d’un processus d’absorption et non plus d’émission. Ce couplage est donné par
J12✁
p2 t✂ ✆ Edon r2✁t✂
✁
p2✆ S r2✁ r1✁ω0✂ ✆ p1✝ (IV.128)
On aurait pu obtenir ce résultat en considérant le couplage du système moléculaire avec les modes du rayonnement électromagnétique [160]. Nous lui avons préféré cette approche intui- tive plus rapide et plus facile d’accès. Le point important qui se dégage de cette analyse est que la perturbation du couplage dipôle-dipôle par l’environnement est facilement intégrée dans l’étude à l’aide du formalisme de la susceptibilité du champ, comme l’ont d’ailleurs montré de nombreuses autres études [160, 156, 145]. L’expression (IV.128) du couplage dipôle-dipôle est ainsi déjà moyennée sur les modes du rayonnement électromagnétique. C’est la raison pour laquelle on peut l’écrire sous une forme similaire à celle du tenseur de Redfield introduit au paragraphe (3.3) (voir par exemple la relation (IV.101)) [145] :
J12 ✁
✁Ω12 iγ12✂ ✁ (IV.129)
où l’on a séparé la force de couplageΩ12 et le taux de fluorescence collectiveγ12. Ce dernier terme γ12 indique que le transfert d’énergie peut être inhibé en présence d’un environnement dissipatif [160]. Ainsi, le caractère non hermitique de l’hamiltonien dipôle–dipôle ne doit pas nous surprendre.
Il reste maintenant à établir l’action de ce couplage sur l’opérateur densité dans les équations de Bloch optiques. On ne peut répondre à cette question que par un traitement électrodynamique complet de l’interaction de la paire de chromophores avec le rayonnement électromagnétique. Il faut ensuite prendre la moyenne sur les modes du rayonnement comme nous l’avons déjà fait dans les sections (2) et (3) de ce chapitre. Cela conduit à distinguer Ω12 qui correspond à la partie hermitique de l’hamiltonien de couplage et γ12 qui est un terme de relaxation similaire à l’élément de matrice du superopérateur de Redfield introduit pour décrire la relaxation (cf. équation (IV.101)) [156, 145]. Ce dernier terme correspond à un mode de relaxation collective de la paire donneur–accepteur. La prise en compte de la relaxation collective complique consi- dérablement les équations de Bloch optiques [156]. Nous nous placerons donc dans le cas où ce terme est négligeable. Dans ce cas, l’hamiltonien de couplage dipôle–dipôle s’écrit
Hdd ✁ Ω 12 ✁ a1 b2 ✝ b2 a1 ✂ ✝ (IV.130)
Cet hamiltonien intervient dans les équations de Bloch optiques comme un hamiltonien hermi- tique (relation (IV.131)).