Автореферат (Особенности нелинейного поглощения при резонансном одно- и двухфотонном возбуждении экситонов в коллоидных квантовых точках CdSe-ZnS), страница 3

В работедля возбуждения экситонных переходов КТ импульсами второй гармоники илиосновного излучения Nd3+:YAG или Nd3+:YAP лазеров использовались КТчетырех различных размеров (в дальнейшем КТ0, КТ1, КТ2 и КТ3). На рис. 1представлены измеренные при комнатной температуре спектры пропусканияисследуемых коллоидных растворов КТ CdSe с пассивирующей оболочкой изZnS (1-2 монослоя) и с препятствующим слипанию КТ гидрофобнымтриоктилфосфиновым слоем на внешней поверхности. Энергия основногоэкситонного (электронно-дырочного) перехода 1S3/2(h)→1S(e) в КТ CdSe/ZnSопределялась из минимума спектров пропускания. Радиусы КТ и дисперсияразмеров были определены при сравнении энергии этого перехода иполуширины неоднородно уширенного спектра пропускания с результатамитеоретических расчетов [6] зависимости энергии квантовых переходов в КТCdSe от радиуса и составили для КТ1 – 2,3 нм, КТ2 – 2,4 нм, КТ0 – 2,5 нм, КТ3– 2,6 нм с дисперсией по размерам около 15 %.

Изменение концентрации n ~1016÷1018 см-3 КТ в коллоидном растворе позволяло подбирать образец с8необходимым линейным поглощением на резонансной длине волны.Рис. 1.Нормированныеспектрыпропусканияколлоидных КТ CdSe/ZnS суказанными длинами волносновныхэкситонныхпереходов. Сиреневой икоричневойстрелкамипоказаныдлиныволнизлучения второй гармоникииспользуемых в работепикосекундного Nd3+:YAG инаносекундногоNd3+:YAPлазеров, соответственно.На вставке показаны схема энергетических уровней и одно- и двухфотонныхпереходов в КТ CdSe/ZnS.Выявление влияния изменяемого времени жизни возбуждённогосостояния КТ с ростом интенсивности возбуждающего излучения на процесснасыщения поглощения КТ было предметом изучения первой части второйглавы. На рис. 2 представлена измеренная зависимость отношения энергииимпульса второй гармоники Nd3+:YAG-лазера, прошедшего через 1 мм кюветус коллоидным раствором КТ0 CdSe/ZnS, к энергии импульса на входе в кюветуот интенсивности возбуждающего излучения.

Концентрация КТ составлялаn~1017 см-3, линейное пропускание кюветы с коллоидными КТ - 0.02.Рис.2.Зависимостьотношенияэнергиипрошедшего через кюветус коллоидным растворомКТ CdSe/ZnS импульса кэнергиипадающегоимпульсаотинтенсивности входногоимпульса.Пунктирнаялиния–результатрасчета при постоянном,а сплошная линия – приуменьшающемсяиз-заОже-рекомбинациивремени жизни возбужденного состояния. На вставке модель двухуровневойсистемы и экситонных переходов при нестационарном возбуждении.При высоких уровнях возбуждения обнаружено замедление темпаувеличения пропускания и даже уменьшение пропускания.

Такую зависимостьможно объяснить процессом заполнения состояний в КТ, у которых времяжизни возбужденного состояния зависит от уровня возбуждения. При анализенаблюдаемого в эксперименте нелинейного поглощения ультракоротких9мощных импульсов лазера в случае однофотонного резонансного возбужденияэкситонов в КТ CdSe/ZnS использована модель заполнения состояний(насыщения поглощения) двухуровневой системы. Уравнения для изменениянаселенности n электронов в возбужденном состоянии и интенсивности светаимеют вид [7]:Inn  I ( x, t )( N  2n) I ( x, t )( N  2n) и(1)t exxгде I ( x, t ) - поток фотонов в образце на глубине x в момент времени t ,  сечение поглощения одной КТ,  ex - время жизни в возбужденном состоянии,N - концентрация КТ. Из (1) можно получить уравнение в безразмерной формедля определения изменения во времени пропускания T ( 1 , ) раствора КТфиксированной толщины x1 , где 1  Nx1   ln T0 :d(ln T )  ln T  2 f ( )(1  T )  ln T0d,(2)где безразмерное время   t /  ex , N ' n / N ,   I 0 ex , I 0 - поток фотоновлазера на входе в кювету с раствором КТ, T0 - пропускание коллоидногораствора КТ толщиной x1 при слабом возбуждении (в отсутствие нелинейногопоглощения), функцией f ( ) задана форма импульса лазера.

Ее удобно21представить в виде f ( )  (1  cos C ) при 0    .2CСопоставление измеренной зависимости пропускания от интенсивностивозбуждающего излучения I 0 с результатами численного решения уравнения(2) демонстрирует (пунктирная линия на рис. 2) хорошее согласиеэкспериментальных и расчетных значений в области малых и среднихинтенсивностей и значительное расхождение в области большихинтенсивностей возбуждения. Это указывает на необходимость учитыватьуменьшение времени жизни возбужденного состояния  ex с ростоминтенсивности накачки I 0 .

Оно постоянно при умеренных значенияхинтенсивности [8], а при больших интенсивностях (при возбуждении болееодной электронно-дырочной пары в отдельной КТ) резко уменьшается ex   I 02 из-за доминирующего процесса Оже-рекомбинации [9]. Тогдауравнение (2) можно преобразовать к виду:d(ln T )  ln T  2  I 01 f ( )(1  T )  ln T0(3)dРезультаты расчета с использованием уравнения (3) согласуются сэкспериментом (сплошная линия на рис. 2) при максимальных интенсивностяхвозбуждения. Кроме того следует учесть, что для двухуровневой системы приумеренных интенсивностях возбуждающих импульсов эффект заполнения10состояний приводит к изменению формы прошедшего через образец импульса– к его укорочению и асимметрии из-за значительного поглощения егопереднего фронта (рис. 3) [7]. Поэтому длясравнения результатов эксперимента с расчетамис помощью уравнений (2) и (3) (рис.

2) былиопределеныинтенсивностипрошедшихимпульсов I tr  f ( )T ( ) после интегрированияпо времени их энергии.Рис. 3. Нормированная форма прошедшегоимпульса в зависимости от интенсивностипадающего.Помимо эффекта заполнения состояний ряд процессов может вызыватьизменение поглощения на частоте основного экситонного перехода КТ1S3/2 (h)  1S(e) при возбуждении мощными лазерными импульсами. 1. Прибольших интенсивностях возбуждающего КТ излучения электрон или дырка,преодолевшие соответствующие барьеры, могут быть захвачены наповерхность КТ [10]. В результате разделения зарядов эффект Штарка,вызванный образовавшимся локальным электрическим полем, приводит книзкочастотному сдвигу экситонного перехода.

Из рис. 1 видно, чтоштарковский сдвиг спектра поглощения КТ0 в область больших длин волн прибольших уровнях возбуждения должен приводить к уменьшению поглощения,что противоречит обнаруженному увеличению поглощения при максимальныхуровнях возбуждения (рис. 2). 2. Нагрев коллоидного раствора КТ0 CdSe/ZnS исоответствующий низкочастотный сдвиг основного экситонного перехода (рис.1) может также привести лишь к дополнительному уменьшению, а неувеличению поглощения. 3.

При превышении интенсивности возбуждающихлазерных импульсов определенного порога возможно увеличение поглощенияКТ вследствие эффекта фотозатемнения [11]. Однако этот порог не былпревышен, т.к. отсутствие фотодеградации подтверждено идентичнойзависимостью пропускания КТ как при увеличении, так и при уменьшенииинтенсивности возбуждающих лазерных импульсов.

Таким образом, эффектнасыщения с зависящим от интенсивности света временем жизнивозбужденного состояния можно считать доминирующим процессом,вызывающим просветление (уменьшение пропускания) коллоидного раствораКТ CdSe/ZnS при высоких уровнях возбуждения.Цель второй части второй главы – изучение особенностейраспространения (эффектов самовоздействия) лазерного луча, вызывающегонасыщение поглощения (просветление) коллоидного раствора КТ CdSe/ZnS.Для этого был измерен профиль интенсивности одиночного лазерногоимпульса второй гармоники Nd3+:YAG лазера на входе и на выходе из кюветыпри сильной (линза с фокусным расстоянием 25 мм) и слабой фокусировке (100мм) излучения в кювете в режиме насыщения поглощения основного1S 3 / 2 (h)  1S (e) экситонного перехода в коллоидных КТ0 CdSe/ZnS.

На рис. 411представлены профили и распределение интенсивности луча лазера впоперечном направлении на выходе из кюветы с сильно поглощающими(   40см 1 ) коллоидными КТ CdSe/ZnS (n = 1017 см-3).Рис. 4. Профиль ираспределениеинтенсивности лучалазера в поперечномсечении на выходе изкюветысКТCdSe/ZnS:фокусировка луча 25ммлинзой,интенсивностьимпульса на входе1 ГВт/см2 (а) и1.2ГВт/см2(б);фокусировка 100 ммлинзой (в).При фокусировке излучения 25 мм линзой обнаружено распределениеинтенсивности прошедшего света в виде концентрических колец приинтенсивности одиночного возбуждающего импульса 1 ГВт/см2 с максимальной(рис.

4а), а при 1.2 ГВт/см2 с минимальной (рис. 4б) интенсивностью в центре.При этом на входе в кювету распределение интенсивности в поперечномсечении луча лазера имело гауссову форму. Обнаруженное распределениеинтенсивности излучения на выходе из кюветы с коллоидным раствором КТCdSe/ZnS можно объяснить распространением ограниченного по сечениюмощного лазерного луча в нелинейной среде с локальными параметрами,зависящими от интенсивности света. По-видимому, можно выделить несколькососуществующих процессов.