Диссертация (1104148), страница 11

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 11)

2.9).Длядвухуровневойсистемы(нижнегоэлектронного и верхнего дырочного уровня квантовых точек CdSe/ZnS) из формулы (1.5) ГлавыI можно получить следующие уравнения для изменения во времени населенности (n)электронов в возбужденном состоянии и для изменения поглощения света [114] за счетвынужденных и спонтанных переходов [27]nn I ( x , t )( N  2 n ) t ex ,(2.1)I  I ( x, t )(N  2n) ,x(2.2)где I ( x , t ) - поток фотонов в образце на глубинепоглощения одной квантовой точки,xв момент времениt, - сечение ex - время жизни в возбужденном состоянии, N - полноечисло квантовых точек в единице объема.Рис.

2.9. Модель двухуровневой системы и экситонных переходов при нестационарномвозбуждении.Можно, используя (2.1) и (2.2), получить уравнение в безразмерной форме [114] для52определения изменения во времени пропускания T (  1 , ) коллоидного раствора квантовыхточек фиксированной толщины x 1 , где1  Nx1   lnT0 :d(ln T )  ln T  2f ( )(1  T )  ln T0dВ уравнении (2.3) безразмерное время(2.3)  t /  ex , N ' n / N ,    I 0 ex , I 0 - потокфотонов лазера на входе в кювету с коллоидным раствором квантовых точек,T0 - пропусканиеколлоидного раствора квантовых точек толщиной x 1 при слабом уровне возбуждения(линейное пропускание), функциейпредставить в виде f ( ) f ( )задана форма импульса лазера.

Ее удобно12(1  cos C ) при изменении безразмерного времени 0   .2CТаким образом,11tf ( )  (1  cos)  (1  cos ) ,22tгдеt  ( ) ex(2.4)- длительность лазерного импульса.Необходимо отметить, что для двухуровневой системы при умеренных интенсивностяхвозбуждающих импульсов эффект заполнения состояний приводит к изменению формыпрошедшего через образец импульса. Из-за значительного поглощения его передний фронтсильно уменьшается по интенсивности. Однако насытившись, задний фронт системапропускает с просветлением (меньшим поглощением).

Это приводит к укорочению иасимметрии прошедшего через квантовые точки импульса (рис. 2.10). Поэтому, для сравнениярезультатов эксперимента по измерению зависимости отношения энергии прошедшего черезобразец импульса к энергии входного импульса от интенсивности возбуждения с результатамирасчетов (рис. 2.8), с помощью уравнений (2.3) были определены интенсивности прошедшихимпульсовI tr  f ( )T ( ) после интегрирования по времени их энергии (рис. 2.10).Численное решения уравнения (2.3) (синяя кривая на рис. 2.8) хорошо согласуетсятолько с экспериментальными данными для возрастания пропускания при умеренныхинтенсивностях возбуждения.

Однако, при увеличении интенсивности накачки свыше 1,2 ГВт/см2 уменьшение пропускания не может быть объяснено в рамках уравнения (2.3) в еготекущем виде.53Рис. 2.10. Нормированная временная форма прошедшего импульса в зависимости отинтенсивности падающего.До настоящего момента для описания процесса нелинейного поглощения прирезонансном возбуждении среды (в данном случае квантовых точек CdSe/ZnS) мощнымсветовым импульсом и численного решения уравнения (2.3) (синяя кривая на рис. 2.8)использоваласьмодельнасыщения поглощения двухуровневойсистемыс заданным(фиксированным) временем жизни возбужденного состояния [27].

Ранее в работах [111, 115,116] при сравнении результатов экспериментов по измерению зависимости нелинейногопоглощения в квантовых точках от интенсивности возбуждающего лазерного излучения срезультатами расчетов время жизни возбужденного состояния квантовых точек авторы считаютпостоянным (не зависящим от уровня возбуждения), что, по-видимому, справедливо лишь приумеренных значениях интенсивности возбуждения.Однако при высоких уровнях возбуждения время жизни возбужденного состояния можетизменяться из-за возбуждения более одной электронно-дырочной пары в квантовой точке.Одним из таких процессов может быть безызлучательная Оже-рекомбинация - многочастичныйпроцесс, описанный в п.

1.2.2. Времена жизни возбужденного состояния exмогут резкоуменьшается из-за Оже-рекомбинации [34, 37, 117]. Можно предположить, что это должноприводитькуменьшениютемпанасыщенияпоглощениясростоминтенсивностивозбуждающего излучения.Тогда зависимость пропускания коллоидного раствора квантовых точек CdSe/ZnS от54интенсивности ультракороткой мощной однофотонной накачки должна объясняться процессомзаполнения экситонных состояний квантовых точек, у которых время жизни возбужденногосостояния, в свою очередь, тоже зависит от уровня возбуждения. При интенсивностях свыше1,2 ГВт/см2, когда при возбуждении на отдельные квантовые точки приходится более однойэлектронно-дырочной пары, Оже-процесс может приводить к значительному уменьшениювремени жизни возбужденного состояния какбезразмерном параметре ξ. ex   I 02 [34, 37-40].

Это должно быть учтено вСопоставление измереннойинтенсивности возбуждающего излученияI0зависимостипропусканияотс результатами численного решения уравнения(2.3) указывает (рис. 2.8) на необходимость учитывать это уменьшение времени релаксации  exтолько с ростом интенсивности накачкиуровняхвозбуждения,тогдаI0 .Время релаксации постоянно при умеренных  I 0 ex ~ I 0 ичисленноерешенияуравнения(2.3)рассмотрено выше. А при высоких уровнях возбуждения (возбуждении более однойэлектронно-дырочной пары в отдельной квантовой точке)процесса Оже-рекомбинации и ex   I 02 из-за доминирующего  I 0 ex   I 01 ~ I 01 ,то есть ξ становится непропорционально, а обратно пропорционально интенсивности накачки I0. Тогда при высокихуровнях возбуждения уравнение (2.3) должно быть преобразовано к виду:d(ln T )  ln T  2  I 01 f ( )(1  T )  ln T0d(2.5)Как видно из рис.

2.8, результаты численного расчета с использованием (2.5)согласуются с результатами эксперимента (красная кривая на рис. 2.8) при максимальныхинтенсивностях возбуждающих квантовые точки CdSe/ZnS лазерных импульсов. Что говорит отом, что при пикосекундном мощном однофотонном возбуждении основного экситонногоперехода в коллоидных квантовых точках CdSe/ZnS справедливо использование моделизаполнения состояний (насыщения поглощения) двухуровневой системы при нестационарномвозбуждении с зависящим от интенсивности временем жизни возбужденного состояния. Этообстоятельство может быть связано с изменением времени жизни экситонов в квантовыхточках из-за доминирующего при больших уровнях возбуждения процесса безызлучательнойОже-рекомбинации.552.2.3.

Сопутствующие эффекты, приводящие к изменению поглощения коллоидныхквантовых точек CdSe/ZnSПомимо эффекта заполнения состояний ряд процессов может вызвать изменениепоглощения на частоте основного экситонного перехода квантовых точек 1S3/2 (h)  1S(e) привозбуждении мощными лазерными импульсами: штарковский сдвиг экситонного перехода,нагрев образца (наноструктур) в результате поглощении света, обратимая и необратимаядеградацияквантовыхточек(увеличениепоглощения–photodarkening-effect)призначительных дозах облучения образцов.1)Как рассматривалось в п. 1.2.3, при больших интенсивностях возбуждающегоквантовые точки излучения электрон или дырка, преодолевшие соответствующие барьеры,могут быть захвачены на поверхности квантовых точек [19].

В результате пространственногоразделения зарядов эффект Штарка, вызванный образовавшимся локальным электрическимполем,приводитксмещениюуровнейинизкочастотному(красному)зарядово-индуцированный штарковскому сдвигу экситонного перехода [118]. Из рис. 2.5 видно, чтоштарковский сдвиг спектра поглощения в длинноволновую область при больших уровняхвозбуждения должен приводить к уменьшению поглощения. Однако это противоречитобнаруженному увеличению поглощения при максимальных уровнях возбуждения (рис. 2.8).2)Так как для изучения оптических свойств квантовых точек используются мощныелазерные импульсы очень малой длительности, естественно предположить, что облучениевещества столь мощным световым импульсом так же может привести к его нагреву, что, в своюочередь, может привести к изменению свойств самого вещества, то есть перестройке егоэнергетического спектра. В объемных полупроводниках нагрев приводит к уменьшениюширины запрещенной зоны, а в случае квантовых точек нагрев приводит к уменьшениюрасстояния между основными энергетическими уровнями, следовательно, длина волныперехода увеличивается, и спектр пропускания сдвигается в область больших длин волн.Однако нагрев коллоидного раствора квантовых точек CdSe/ZnS (оцененное повышениетемпературы при поглощении ультракоротких импульсов лазера не превышало 10 градусов)[119, 120] и соответствующий низкочастотный сдвиг основного экситонного перехода (рис.

2.5)в данном эксперименте аналогично могут привести лишь к дополнительному уменьшению, а неувеличению поглощения.3)Припревышенииинтенсивностивозбуждающихлазерныхимпульсовопределенного порога и при большой дозе облучения (большом числе возбуждающихимпульсов)возможноувеличениепоглощенияквантовыхточекзасчетэффекта56фотозатемнения (п.

1.2.4). Однако даже в случае обратимой деградации, восстановлениепропускания квантовых точек требует значительного времени. Результаты, приведенные нарис. 2.8, были получены при интенсивностях возбуждающего излучения, не превышавшихпорог возникновения этого эффекта. Отсутствие деградации подтверждено также идентичнойзависимостью пропускания квантовых точек, как при увеличении, так и при уменьшенииинтенсивности возбуждающих лазерных импульсов.Таким образом, эффект насыщения с зависящим от интенсивности света временем жизнивозбужденногоэкситонногосостоянияможносчитатьдоминирующимпроцессом,вызывающим уменьшение пропускания коллоидного раствора квантовых точек CdSe/ZnS привысоких уровнях возбуждения.§2.3.

Характеристики

Список файлов диссертации