Автореферат (Особенности нелинейного поглощения при резонансном одно- и двухфотонном возбуждении экситонов в коллоидных квантовых точках CdSe-ZnS), страница 4

1. Процесс заполнения состояний (эффектнасыщения поглощения) и штарковский длинноволновый сдвиг основногоэкситонного перехода при высоких уровнях возбуждения могут приводить кпросветлению коллоидного раствора КТ, практически непрозрачного при малойинтенсивности света. Даже при уменьшении времени жизни экситонов привысоких уровнях возбуждения из-за безызлучательной Оже-рекомбинациипропускание остается значительным (рис. 2).

Таким образом, мощный лучизлучения на удвоенной частоте Nd3+:YAG лазера, соответствующейрезонансному возбуждению электронно-дырочного перехода 1S3/2 (h)  1S(e) в КТCdSe/ZnS, формирует канал прозрачности, внутри которого из-за сильногонасыщения поглощение мало. Интенсивный импульс может проникать вглубьколлоидного раствора КТ на гораздо большие расстояния, чем ненасыщающийслабый импульс. 2. По мере проникновения в коллоидный раствор КТ лучсвета, имеющий гауссово распределение интенсивности в поперечном сечении,теряет свои внешние слои малой интенсивности из-за гораздо большегопоглощения на оси луча, чем в центре.

Происходит «обдирание» луча [12] –12стрип-эффект (strip-effect), приводящий к изменению профиля луча, краякоторого из плавных становятся резкими. Возникает наведенная «жесткая»диафрагма. 3. Из-за эффекта насыщения и штарковского длинноволновогосдвига экситонного поглощения и стрип-эффекта френелевская самодифракцияна наведенной диафрагме происходит в случае сильной фокусировки.Дифракцией Френеля на круглом «отверстии» можно объяснить образованиеколец с максимумом или минимумом интенсивности в центре (рис. 4 а,б), т.к.диаметр наведенной диафрагмы зависит от интенсивности входного импульсасвета. Таким образом, распределение интенсивности на выходе зависит отдиаметра наведенной диафрагмы и, соответственно, от числа открытых зонФренеля.Поперечное сечение профиля интенсивности излучения на выходе изкюветы изменяется при слабой фокусировке светового пучка 100 мм линзой.

Вэтом случае возникал (рис. 4в) только яркий круг, окруженный кольцом синтенсивностью менее 2% от максимальной интенсивности в центре круга.Такой профиль выходной интенсивности характерен для дифракциипараллельного пучка на круглом отверстии - дифракции Фраунгофера.Формирование параллельного пучка может быть объяснено компенсациейслабой фокусировки луча его самодефокусировкой [12]. Используемые КT0CdSe/ZnS имеют значительную дисперсию размеров. Измеренноераспределение по размерам асимметрично с преобладанием КТ меньшегоразмера, для которых красный сдвиг длины волны возбуждающего излученияот резонанса при насыщении поглощения может сопровождаться эффектомсамодефокусировки.В третьей главе применены два способа измерения нелинейногопоглощения КТ CdSe/ZnS при резонансном возбуждении основного перехода1S 3 / 2 (h)  1S (e) и разрешенного только для двухфотонного процесса поглощенияперехода 1P3 / 2 (h)  1S (e) .1.

Измерение зависимости интенсивности лазерного импульса,прошедшего через образец S, от интенсивности входного импульса S0.Изменение интенсивности света при двухфотонном поглощении:dS / dz  S    S 2 ,(4)где  и   - коэффициенты линейного и нелинейного поглощения света.Коэффициент нелинейного поглощения       c   2 , где  доминирующий коэффициент двухфотонного поглощения,  c - определяетлинейное поглощение двухфотонно возбужденных носителей, а  2 обусловлен линейным поглощением возбужденных в КТ фотонов второйгармоники лазера [13].Решение (4) можно представить в виде линейной зависимости S0 /S от S0:S0  (e L  1)e LS 0  A  B  S 0 ,(5)S (1  R) 2 (1  R)где L - толщина поглощающего образца (кварцевой кюветы с коллоидным13раствором КТ) и R - ее коэффициент отражения. Таким образом, измеряемыйнаклон прямой (5) позволяет определить   .2.

Измерение трека фотолюминесценции (ФЛ) при резонансномдвухфотонном возбуждении КТ (зависимости интенсивности ФЛ отпродольной координаты z). При умеренных интенсивностях возбуждения,когда в одной КТ возбуждаются менее одной электронно-дырочной пары(экситона) и процессами заполнения состояний, безызлучательной Ожерекомбинацией и штарковским сдвигом экситонного перехода в наведенномэлектрическом поле можно пренебречь, интенсивность ФЛI(z)пропорциональна числу поглощенных фотонов (поглощенной энергии) в слоеΔz:  z S02I ( z )   [ S ( z )  S ( z  z )] ,(6)1   (2 z  z ) S0   2 z( z  z ) S02где  - длительность лазерного импульса.

Таким образом, измереннаязависимость (6) интенсивности ФЛ от расстояния z позволяет определить  S0и  в случае известного значения S 0 .Нелинейное пропускание при двухфотонном резонансном возбужденииэкситонов в коллоидном растворе КТ0 CdSe/ZnS (оптических переходов1S 3 / 2 (h)  1S (e) и 1P3 / 2 (h)  1S (e) ) с концентрацией 1018 см 3 измерялось путемсравнения мощности отдельных ультракоротких импульсов с неизменной 30 псдлительностью цуга (аксиальный период 7 нс) Nd3+:YAG-лазера на входе ивыходе 1 мм кюветы.На рис.

5 представлены измеренная и рассчитанная по формуле (5)зависимость отношения интенсивности прошедших импульсов к интенсивностипадающих импульсов S 0 / S от S 0 . При умеренных интенсивностях накачкиS 0  18 ГВт/см 2 (часть I на рис. 5) эта зависимость линейная и может бытьаппроксимирована прямой (5).

Проведенные оценки показывают, что при этихинтенсивностях в КТ возбуждается не более одной электронно-дырочной парыв отдельной КТ.Рис. 5. Зависимость отношенияпадающейкпрошедшейинтенсивности от падающейинтенсивности импульса придвухфотонномвозбужденииколлоидногораствораКТCdSe/ZnS.L2Измеренное с помощью уравнения (5) значение A  e /(1  R)  1.10  0.05.14Отклонение экспериментальной зависимости S 0 / S от S 0 от линейной приS 0  18 ГВт/см 2 (часть II на рис. 5), т.е. нелинейное увеличение пропускания,может быть связано по меньшей мере с тремя сосуществующими процессами.1. С насыщением дискретных экситонных переходов за счет заполнениясостояний в КТ CdSe/ZnS при резонансном двухфотонном возбуждениимощными лазерными пикосекундными импульсами.

2. Низкочастотнымсдвигом экситонного перехода, обусловленным наведенным Штарк-эффектом(внешнее поле может возникнуть при захвате носителей зарядаповерхностными состояниями в коллоидных КТ [10]). 3. Тепловым (красным)смещением экситонного перехода при высоких уровнях возбуждения, повидимому, можно пренебречь.

По оценкам он не превышает 5 мэВ. Кроме того,при уменьшении интенсивности возбуждающих импульсов цуга с аксиальнымпериодом 7 нс пропускание восстанавливалось.Наклон прямой для части I рис. 5 позволяет вычислить   . Линейноепоглощение на возбужденных носителях становится существенным лишь приболее высоких интенсивностях излучения на входе [14]. Обнаружить процессгенерации второй гармоники лазерного излучения, даже при использованиигеометрии на отражение, не удалось.

По-видимому, вкладом  c и  2 в  можно пренебречь. Таким образом, коэффициент двухфотонного поглощенияколлоидных КТ0 CdSe/ZnS (с концентрацией 1018 см 3 )      (1.0  0.2) см/ГВт .На рис. 6 приведены измеренные и рассчитанные зависимостиинтенсивности ФЛ коллоидного раствора КТ3 CdSe/ZnS с концентрацией1017 см 3 (толщина кюветы 10 мм) от координаты для центральной части трековФЛ (для исключения радиального распределения интенсивности лазерного лучана выходе) при двухфотонном возбуждении для цуга возбуждающих импульсовNd3+:YAG-лазера с максимальной интенсивностью импульса 2 ГВт/см2 (а) и 3ГВт/см2 (б). При использовании уравнения (6) учитывался вклад в ФЛ всехлазерных импульсов цуга (измерялась энергия каждого отдельного импульсацуга).

Рассчитанное продольное уменьшение интенсивности ФЛ (рис. 6а)согласуется с измеренным при   (0.23  0.02) см/ГВт.Рис. 6. Измеренные (точки) и рассчитанные (линии) зависимостиинтенсивности ФЛ КТ CdSe/ZnS от продольной координаты для цуга15импульсов с максимальной интенсивностью импульса 2 ГВт/см2 (а) и 3ГВт/см2 (б).Измеренная зависимость интенсивности ФЛ от координаты, приведеннаяна рис. 6б, получена для цуга с высокой интенсивностью максимальногоимпульса 3 ГВт/см2. Ее не удалось объяснить, использовав уравнение (6).

Вначальной части I трека ФЛ происходит уменьшение интенсивности (тушение)ФЛ, по-видимому, из-за процессов безызлучательной Оже-рекомбинации,заполнения состояний (уменьшения двухфотонного поглощения) и зарядовоиндуцированного Штарк-эффекта в КТ, т.к. оценочное значение плотностипоглощенных фотонов достаточно для возбуждения более одной электроннодырочной пары (экситонов) в одиночной КТ.

Спад интенсивности ФЛ дляучастка II при уменьшенной интенсивности возбуждающего излучения(сплошная линия на рис. 6б) позволил, используя уравнение (6), определитькоэффициент двухфотонного поглощения в коллоидных КТ3 CdSe/ZnS сконцентрацией 1017 см 3 :   (0.23  0.02) см/ГВт. Полученное значение совпадает с измеренным при использовании трека для низкого уровнявозбуждения, приведенного на рис. 6а.Тушение ФЛ экситонов в КТ при высоких уровнях возбуждения вызываетизменение распределения интенсивности ФЛ и в поперечном направлениитреков ФЛ КТ.

При умеренной интенсивности возбуждающих импульсовизмеренные и рассчитанные с помощью уравнения (6) (использовалосьгауссово сечение распределения интенсивности лазерного пучка) профилиинтенсивности ФЛ для различных продольных координат совпадают (рис. 7б).При высоких уровнях накачки (часть I на рис. 6б) обнаруженное тушение ФЛ вначальной части трека (рис. 7а), по-видимому, также можно объяснитьпроцессами Оже-рекомбинации, заполнения состояний и длинноволновымсдвигом экситонного перехода в КТ из-за эффекта Штарка, которые возрастаютдля центральной части трека ФЛ, соответствующей максимальнойинтенсивности лазерного излучения.Рис. 7.

Измеренный (точки)и рассчитанный (линии)профильпоперечногосечения трека ФЛ КТCdSe/ZnS для продольнойкоординаты z = 0.1 см (а) и0.9 см (б) для цугавозбуждающих импульсов смаксимальной2интенсивностью импульса 3 ГВт/см .Целью четвертой главы данной работы было изучение особенностейвлияния отрицательной обратной связи (ООС), обусловленной двухфотоннымпоглощением в монокристаллической пластине GaAs и коллоидном раствореКТ CdSe/ZnS, на динамику генерации наносекундных (подавление процессасамосинхронизации мод – получение «гладкого» импульса лазера смодулированной добротностью) и пикосекундных импульсов (контроль числа16импульсов в цуге и его формы) Nd3+:YAP и Nd3+:YAG лазеров соответственно.Nd3+:YAP-лазер на алюминате иттрия, легированный неодимом(Nd3+:YAlO3) работал в режиме модуляции добротности и генерации основнойпоперечной моды. Характерный импульс длительностью 14 нс, генерируемыйэтим лазером на длине волны 1080 нм, представлен на рис. 8а.