Резонансное одно- и двухфотонное взаимодействие света с экситонами в квантовых точках CdSe-ZnS (1104655), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Все результаты, вошедшие в диссертацию, получены при комнатной температуре на образце с концентрацией КТCdSe/ZnS в гексане 1017 см-3. Для изучения особенностей нелинейного поглощения и преломления света вколлоидном растворе полупроводниковых КТ CdSe/ZnS в гексане при двухфотонном резо0.80.8нансном возбуждении основногоперехода импульсами Nd3+:YAG0.6лазера (ħω=1,165 эВ), или однофотонном резонансном возбуж0.40.4дении экситонов импульсамивторой гармоники излучения того0.2же лазера, работающего в режимепассивной синхронизации мод,0.02.02.22.42.6были подобраны образцы КТЭнергия фотона, эВподходящего радиуса.На Рис.1 приведены спектрыРис.1 Спектры фотолюминесценции и пропуспропускания и фотолюминесценкания коллоидного раствора КТ CdSe/ZnSe(при Т = 300 К).
Вертикальной стрелкой указа- ции исследуемого образца КТ.на суммарная энергия двух фотонов основной Радиус КТ 2,5 ± 0,3 нм определенчастоты и энергия фотона второй гармоники из сравнения энергии основногоNd3+:YAG-лазера.электронно-дырочного перехода1S3/2(h)→1S(e) (энергии минимума и определяемой дисперсией размеров КТполуширины неоднородно уширенного спектра пропускания) с результатамитеоретических зависимостей энергий размерного квантования КТ CdSe от ихрадиуса [1].Стоксов сдвиг максимума спектра фотолюминесценции относительно максимума поглощения основного перехода КТ более чем на ≈ 80 мэВ объясняетсярасщеплением основного дырочного уровня 1S3/2(h) на два подуровня в результате электронно-дырочного обменного взаимодействия и кристаллического по6ля и образованием, так называемых, темного и светлого экситонов [2].
Первыйиз них (с меньшей энергией) пассивен в оптическом поглощении и проявляетсяв люминесценции с участием фонона. Дырочное состояние с большей энергиейсвязано с основным электронным состоянием 1S(e) дипольным взаимодействием, что обуславливает интенсивное поглощение.Как видно на Рис.1, можно осуществить резонансное двухфотонное возбуждение КТ CdSe/ZnS излучением основной частоты лазера или резонансноеоднофотонное возбуждение излучения на удвоенной частоте (суммарнаяэнергия двух фотонов или энергия фотона на удвоенной частоте лазера указанавертикальной стрелкой). При этом преимущественно возбуждаются КТ срадиусом 2,5 нм (переход 1S3/2(h)→1S(e)).
В КТ, имеющих дискретный спектрэнергии, однофотонные и двухфотонные оптические переходы разрешенымежду уровнями энергии, для которых ∆n = 0 и ∆l = 0 ( n и l - главное иорбитальное квантовое число) и ∆n = 1 и/или ∆l = 2 . Переходы с ∆l = 1разрешены только для процессов двухфотонного поглощения.В следующем параграфе данной главы описан предложенный модифицированный метод измерения спектров возбуждения фотолюминесценции КТCdSe/ZnS.
Метод основан на регистрации большого количества спектров фотолюминесценции при различных длинах волн возбуждающего излучения. Методпозволяет одновременно получать спектры возбуждения фотолюминесценциидля любого подансамбля КТ различного размера из всего набора имеющихсянаноструктур.Далее в этой главе приводится схема экспериментальной установки и методика измерения нелинейного пропускания образца с квантовыми точкамиCdSe/ZnS при различных уровнях возбуждения.Метод основан на сравнении отношения энергий отдельных ультракороткихимпульсов (УКИ) цуга лазера на входе и выходе из кюветы с коллоидным раствором КТ.
Для этого цуг импульсов разной интенсивности Nd3+:YAG-лазера,работающего в режиме пассивной синхронизации мод (длительность отдельного импульса – 30 пс, период повторения импульсов – 7 нс), прошедший черезкювету толщиной 1 мм с коллоидным раствором КТ CdSe/ZnS, и задержаннаяна 3 нс с помощью оптической линии задержки часть излучения (цуг импульсов) на входе в образец одновременно регистрировались фотоприемником (ФК19), подключенном к скоростному осциллографу С7-19. В пределах ошибки измерения (±5 пс) измеренная длительность отдельных импульсов цуга постоянная.Осциллограмма цуга падающих и прошедших через кювету с коллоиднымраствором КТ CdSe/ZnS в гексане импульсов в условиях двухфотонного возбуждения экситонов приведена на Рис.2.Интенсивности цугов, прошедшего и падающего излучения, выровнены спомощью нейтральных светофильтров для того, что бы их можно было наблюдать на одной осциллограмме.
Как видно из рисунка, при увеличении интенсивности возбуждения наблюдается значительное нелинейное уменьшение амплитуды прошедших импульсов. Что, по-видимому, возникает из-за нелинейного изменения поглощения коллоидного раствора квантовых точек.7Рис.2. Осциллограмма цугов импульсовлазера падающих и прошедших через кюветус коллоидным раствором квантовых точекCdSe/ZnS в гексане при резонансном двухфотонном возбуждении основного экситонногосостояния. Стрелками указаны импульсы навыходе из кюветыI0/Iпр5432510152025303540I0,ГВт/см2Для падающих импульсов наибольшей амплитуды в центре цуга амплитуда прошедших импульсов практически одинаковая- наблюдалось выравнивание амплитуды ультракоротких импульсов света, прошедших черезкювету с квантовыми точками.Полученные осциллограммыпозволили получить зависимостьвеличины обратного пропускания (I0/I) от интенсивности возбуждающихимпульсов(I0)(Рис.3).
Зависимость имеет двавыраженныхучастка.При2I0<20 ГВт/см наблюдается практически линейный рост величины отношения I0/I с увеличениемвозбуждения. При больших интенсивностях падающих импульсов величина обратного пропускания возрастает нелинейнымобразом. Можно полагать, чтотакое поведение зависимости налинейном участке обусловленодоминирующим двухфотоннымпоглощением. В простейшемслучае изменение интенсивностиплоской волны при нелинейномдвухфотонном поглощении можно описать следующим уравнением [3,4]:dI / dz = −αI − β I 2 ,Рис.3 Зависимость I0/I от I0, где I и I0 интенсивности прошедшего и падающего импульсов.Непрервыная прямая - аппроксимация экспериментальных данных с помощью уравнения(2), а пунктирная – с помощью выражения (4) (сучетом поглощения на двухфотонно возбужденных носителях).(1)где α и β - коэффициенты однофотонного и двухфотонного поглощения. Из (1) следует, что длякюветы с коллоидным растворомКТ толщиной L :I0e αLβ (e αL − 1)=+I0 = A + β ⋅ B ⋅ I0 ,Iα (1 − R )(1 − R) 2при α → 0, B ≈ L .8(2)В последнем выражении R –коэффициент отражения кювеαL2ты.
Значение e /(1 − R ) ≈1,1было измерено с помощьюспектрофотометра при слабомуровне возбуждения. Линейныйучасток зависимости на Рис.3был аппроксимирован прямой(2). Угол наклона этой прямойпозволяет определить коэффиРис.4. Осциллограмма падающего и прошедшего циент двухфотонного поглощечерез образец с коллоидным раствором кванто- ния и мнимую часть нелинейвых точек CdSe/ZnSe в гексане цугов импульсовной кубической восприимчивопри двухфотонном резонансе с основным экси(3)тонным состоянием в случае установленной сти χ для исследуемого образца коллоидного раствора с кондиафрагмы.центрациейКТCdSe/ZnS(3)17-32 22-13310 см : β = 0,8 ± 0, 2 см/ГВт; Im χ ≡ β c n /(32π ω ) ≅ 3⋅10 см эрг-1. Измеренное значение коэффициента двухфотонного поглощения в образце сопоставимо с величинами β в объёмном полупроводнике.Нелинейное возрастание величины обратного пропускания с увеличениемнакачки при плотностях мощности возбуждающего излучения, превосходящих25ГВт/см2 (Рис.3), может быть обусловлено дополнительным значительным поглощением света носителями, образовавшимися при двухфотонном поглощении.При учете вклада в поглощение не только от связанных, но и от двухфотонновозбужденных электронов, поглощение лазерного излучения в образце можноописать следующим уравнением:dI dz = −αI − βI 2 − β H I ,(3)где β H - коэффициент, определяющий поглощение на двухфотонно возбуж-β H ∝ N ( N - концентрация двухфотонно возбуж2денных носителей).
Таким образом, β H ∝ N ∝ I . Решение уравнения (3) приденных носителях, причем2пренебрежении линейным поглощением и при β H = ξI : β + ξI 0 β + ξI − ln .ln (4) I I0 С помощью этого уравнения были аппроксимированы экспериментально полученные данные (Рис3, пунктирная линия). Как видно, полученная зависимость позволяет качественно объяснить отклонение от линейной зависимости.Расчет коэффициента поглощения на двухфотонно возбужденных носителяхдает следующие значение ξ=0,004±0,0005см3/ГВт2. Следует также отметитьдругие процессы, которые могут влиять на нелинейное поглощение в КТ.ξII0= 1 + β LI o + 0βI91) При большой концентрации двухфотонно возбуждённых носителей можетсущественно изменяться время жизни и, соответственно, значение ξ в (4).
2)Как будет показано ниже, возникающая в образце дефокусировка лазерного луча, может приводить к изменению интенсивности возбуждения, и, соответственно, к изменению эффективности двухфотонного поглощения.Для подтверждения предложенной модели, учитывающей линейное поглощение на свободных носителях, образовавшихся в результате двухфотонноговозбуждения, проведен дополнительный эксперимент. Была обнаружена фотолюминесценция исследуемых точек при двухфононном резонансном возбуждении.
Это свидетельствует о значительном числе свободных носителей, образовавшихся при двухфотонном резонансном возбуждении экситонного перехода.Как уже отмечалось выше (Рис. 2.), при относительно больших интенсивностях падающих на образец импульсов света амплитуды импульсов, прошедшихчерез коллоидный раствор квантовых точек, практически одинаковые.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
