Диссертация (Особенности нелинейного поглощения при резонансном одно- и двухфотонном возбуждении экситонов в коллоидных квантовых точках CdSe-ZnS), страница 5

Это позволяет подчеркнуть сильное кулоновское взаимодействие между электронами идырками в случае трехмерного размерного квантования.22§1.2. Нелинейные эффекты в полупроводниковых квантовых точкахпри высоких уровнях оптического возбужденияМощным методом для исследования электронных и колебательных свойств различныхсистем является оптическая спектроскопия. В физике полупроводников такие методы какизмерение и исследование поглощения, отражения, люминесценции и рассеяния светапредоставили информацию о разнообразие электронной зонной структуры, фононов,нелинейных и транспортных свойствах полупроводников, а также о свойствах дефектовповерхностей и границ разделов сред. Линейные и нелинейные оптические свойстваполупроводниковых квантовых точек интенсивно изучаются в последние десятилетия в связи сих трехмерным квантованием, придающим им ряд интересных особенностей.Линейные свойства полупроводниковых квантовых точек достаточно хорошо изучены[17].

Оптические эффекты, характер которых зависит от интенсивности излучения, являютсянелинейными и в настоящее время важное место в экспериментальных исследованияхнанокристалловзанимаютметодынелинейнойоптики.Сприменениеммощныхультракоротких импульсов лазеров появилось множество данных о нелинейных оптическихпроцессах в полупроводниках и полупроводниковых наноструктурах. Среди исследованийнелинейно-оптических свойств таких систем должны быть отмечены такие, как экспериментыпо двухфотонному поглощению [18], нелинейному просветлению [19], четырехфотонномувзаимодействию [20], генерации второй гармоники [21, 22], рэлеевскому рассеянию [23] ирезонансному рамановскому рассеянию [24].1.2.1.

Насыщение поглощения в двухуровневой системеПрипрохождениичерезполупроводниковые квантовые точкивозбуждающегоизлучения низкой интенсивности происходит поглощение фотона и переход электрона на болеевысокий энергетический уровень, а интенсивность прошедшего света уменьшается по законуБугера Iпр = e-αz. При высоких уровнях накачки проявляется нелинейный эффект насыщения,который обусловлен заполнением возбужденных энергетических состояний [25]. Процесснасыщения идет эффективнее в квантовых точках малого размера, потому что расстояниемежду уровнями размерного квантования в них больше тепловой энергии при комнатнойтемпературе (26 мэВ) и возбужденные носители не могут термализоваться на состояния,расположенные выше по энергии - не происходит термического опустошения возбужденногосостояния.Дляосновногоэкситонногопереходаводиночнойквантовойточкеможно23рассматривать низший электронный E2 и верхний дырочный E1 уровни как двухуровневуюсистему (рис.

1.2), где сначала оба электрона находятся на основном уровне в невозбужденномсостоянии. При поглощении фотона hν ≈ E2 - E1 квантовой точкой его энергия передается однойиз электронно-дырочных пар, за счет чего электрон переходит на возбужденный уровень E2.Если оба электрона перейдут на верхний уровень E2, он насытится и квантовая точка иперестанет поглощать – «просветлится» [26].

В используемом в данной работе коллоидномрастворе содержится массив квантовых точек. В этом случае эффект насыщения поглощениядолжен быть описан как выравнивание в результате заполнения состояний заселенностейрабочих уровней внешними полями [25] в модели двухуровневой системы (рис. 1.2). Скоростьизменения населенности верхнего уровня N2 складывается из процессов поглощения ивынужденного излучения, а также спонтанных излучательных и безызлучательных переходов иможет быть записана как= −W(N − N ) −.(1.5)где N1 и N2 плотности числа частиц на нижнем и верхнем уровнях соответственно, W вероятность перехода, τ - время жизни носителя.Рис.

1.2. Взаимодействие двухуровневой системы с мощной световой волной [25].Считая, что суммарная населенность N двух уровней остается неизменной во времениN + N = N = const и введя параметр разницы населенностей ∆N = N − N уравнение (1.5)преобразуется к виду Ṅ = ∆NN + 2W + N .

В стационарном режиме при (d∆N/dt) = 0Nt1  2W При вероятности перехода W =(1.6)(где σ – сечение поглощения для рассматриваемогоперехода) выражение (1.6) представимо видеΔгде I ==νστ⁄,– интенсивность насыщения [27].(1.7)24Для коэффициента поглощения α выражение (1.7) преобразуется к видуα=α,(1.8)где α - коэффициент поглощения в отсутствие насыщающей волны на частоте ν, а S = I⁄I параметр насыщения.

Данное выражение выполняется в случае если частота поля и частотаперехода одинаковы, если же это не так, то [28]α=где δ =ν νγαδ,- расстройка частоты поля(1.9)от частоты перехода ν , γ - спектральная шириналинии.На рис. 1.3 показана зависимость коэффициента поглощения α от частоты падающегоизлучения при различных параметрах насыщения. Она симметрична относительно резонанса ипоказывает уменьшение поглощения с ростом насыщения и/или при нерезонансномвозбуждении перехода.

Таким образом, чем выше интенсивность света, тем большееколичество квантовых точек в коллоидном растворе будет насыщено, то есть с ростоминтенсивности света поглощение уменьшается и должно выходить на насыщение (константу).Рис. 1.3. Зависимость коэффициента поглощения от частоты падающего излучения приразличной степени насыщения [25].1.2.2. Механизмы рекомбинации в полупроводниковых наноструктурахПри возбуждении полупроводника короткими мощными импульсами света длявозвращения обратно в невозбужденное состояние электронно-дырочные пары (экситоны)могут рекомбинировать либо излучательно, либо безызлучательно. Временные масштабы длякаждого события очень сильно зависят от таких параметров, как зонная структура, избыточнаяэнергия, плотность возбуждения, температура решетки и так далее [29].25Излучательный распад - фотолюминесценция, то есть механизм рекомбинации, прикотором энергия возбужденного носителя отдается на излучения фотона света (рис.

1.4а) [30]. Вквантовых точках вероятность излучательной рекомбинации электронов и дырок увеличиваетсяиз-за существенно большего перекрытия их волновых функций. Фотолюминесценция являетсялинейным эффектом, то есть пропорционально зависящим от интенсивности возбуждающегоизлучения. В квантовых точках времена излучательной рекомбинации основного экситонногоперехода могут составлять от единиц до десятков наносекунд [17, 31, 32].Рис.

1.4. Схема излучательной (а) рекомбинации и безызлучательной Оже-рекомбинацииэкситонов: с участием электрона (б), с участием дырки (в).Безызлучательный распад может происходить в виде различных процессов, при которыхвысвободившаяся энергия передается другой частице или квазичастице, а не на излучениефотона. Результат этой передачи в том, что возбужденный электрон возвращается в основноесостояние, в то время как носители, принявшие энергию, переходят в возбужденное состояние[10]. Одним из этих процессов является рассеивание энергии возбуждения на колебаниярешетки или переход в тепло (передача энергии фононам) [33].Оже-рекомбинацияявляетсябезызлучательныммеханизмомрекомбинациивполупроводниках, при котором энергия возбужденного состояния передается другомуносителю заряда [30].

Когда энергия рекомбинации передается электрону, он возвращается наневозбужденный уровень, при этом передает свою энергию другому электрону и тотподнимается вверх по энергии (рис. 1.4б). Рекомбинация с дыркой проходит аналогично:электрон переходит на невозбужденный уровень, передает свою энергию дырке, и таопускается на уровень ниже (вверх по энергии для дырок) (рис. 1.4в). Из вышесказанногоследует, что безызлучательная Оже-рекомбинация является процессом многочастичным [31],поэтому существует для многоэкситонных состояний.

Таким образом, ее динамика испектральныесвойствавзначительнойстепениобусловленыэкситон-экситонными26взаимодействиями. Оже-рекомбинация обладает рядом универсальных для нанокристалловособенностей:- Времена Оже-рекомбинации имеют сильную степенную зависимость от размерананокристалла [34]. Именно из-за быстро укорачивающегося времени Оже-рекомбинации помере уменьшения размера нанокристалла, влияние безызлучательного канала рекомбинациивесьма существенно для квантовых объектов малых размеров [35]. Времена Оже-распада дляквантовых точек могут составлять от нескольких пикосекунд до нескольких сотен пикосекунд[36].- Времена излучательной рекомбинации  и и времена Оже-рекомбинации  0 связаны11соотношением [37]  1   и   0 .

При малых уровнях возбуждения Оже-процесс неактивен иизлучательная рекомбинация является основной:    и . При возбуждении более однойэлектронно-дырочной пары на квантовую точку времена рекомбинации резко уменьшаются засчет быстрого безызлучательного Оже-распада экситонов так как  0   и .- Оже-рекомбинация приводит к быстрому уменьшению населенности возбужденныхэнергетических уровней при высоком уровне возбуждения, что связано со степеннойзависимостью скорости рекомбинации от концентрации экситонов (N - число возбужденных вквантовой точке электронно-дырочных пар) [34, 38-40] 0 ~ N 2 ~ I 02 .(1.10)Таким образом, безызлучательная Оже-рекомбинация может происходить только при высокихинтенсивностях I0, способных возбуждать более одного экситона на квантовую точку.Сверхбыстрый безызлучательный Оже-распад мультиэкситонов представляет главноепрепятствие для осуществления генерации в нанокристаллах.