Диссертация (1104729), страница 12
Текст из файла (страница 12)
Для этого была преобразована экспериментальная установка(Рис.2.15), позволяющая измерить изменение формы цуга пикосекундныхимпульсов, проходящего через раствор КТ (Рис.2.17). Лазерный луч послепрохождения зеркала 7 с помощью зеркала 11 (коэффициент отраженияR=25%) делился на два. Луч, прошедший через зеркало 11, фокусировалсясобирающей линзой (8) на образце (10), после которого, проходя черезнейтральныесветофильтры(13),попадалнабыстродействующийкоаксиальный фотоэлемент ФК-19 (14). Отраженный от зеркала 11 лучпроходил через оптическую линию задержки, состоящую из зеркал (12,коэффициент отражения 99,9%) приходил на фотоэлемент ФК-19 (14),подключенный к скоростному осциллографу С7-19 (15). Временное разрешениекоаксиального элемента и сопряженного с ним осциллографа составлялопримерно 1 нс.
Длина линии оптической задержки подобрана таким образом,чтобы цуги импульсов имели задержку относительно друг друга 3,5 нс, такчтобы все импульсы обоих цугов были разрешены приемной аппаратурой.Изображение с экрана осциллографа оцифровывалось.74Рис.2.17. Схема установки для измерения интенсивности падающих ипрошедших цугов импульсов.6. Набор нейтральных светофильтров.7. Зеркало с коэффициентом отражения 45%.8. Собирающая линза (F = 160 мм).9. Измеритель энергии OPHIR.10.
Кювета с коллоидным раствором КТ CdSe/ZnS.11. Зеркало с коэффициентом отражения 25%.12. Линия оптической задержки.13.Набор нейтральных светофильтров.14. Быстродействующий коаксиальный фотоэлемент ФК-19.15. Скоростной осциллограф С7-19.Полученные осциллограммы (Рис.2.18(а)) были оцифрованы с помощьюспециальнойкомпьютернойпрограммы,чтопозволилорассчитатьраспределение энергии по импульсам в цугах, падающих и прошедших черезкювету с коллоидным раствором КТ CdSe/ZnS (Рис. 2.18(б)) и построитьзависимость пропускания от энергии для отдельных импульсов цуга лазера(Рис. 2.18(в)). Каждая точка приведена для соответствующей пары импульсов.Из этой зависимости видно, что значение пропускания (W/W0) самых слабыхимпульсов соответствуетлинейному (3,5%).Приувеличенииэнергиипадающих импульсов (W0), пропускание начинает постепенно возрастать, нооно продолжает расти для нескольких импульсов, с уменьшающимся значениемэнергии, во второй половине цуга.75аW, мкДжW0, мкДжбвW0, мкДжРис.2.18.
а. Осциллограмма цугов импульсов, падающих и прошедших черезкювету с коллоидными КТ CdSe/ZnS (N – номер импульса в цуге). б.Распределение энергии по импульсам в цугах, падающих и прошедших черезкювету с КТ. в. Зависимость пропускания от энергии для отдельных импульсовцуга лазера. Каждая точка приведена для соответствующей пары импульсов.Стрелкой указано направление возрастания номера импульса в цуге.76Такую особенность зависимости пропускания W/W0 от W0 (Рис.2.18(в))можно объяснить конкуренцией и сосуществованием двух процессов –заполнениемсостояний[13,36,37]иштарковскимсдвигомосновногоэкситонного перехода КТ CdSe/ZnS в длинноволновую область [57,58].
Впервой части цуга возбуждающих импульсов красный штарковский сдвигэлектронно-дырочного перехода может приводить к росту поглощения,который будет лишь частично компенсироваться процессом заполнениясостояний, провоцирующего просветление коллоидных КТ (уменьшениепоглощения). Значительное просветление для импульсов центральной частицуга и даже увеличение пропускания для импульсов с уменьшающейсяэнергией можно объяснить сосуществованием обоих эффектов, приводящих куменьшению поглощения на частоте экситонного перехода.
При высокомуровневозбужденияэкспериментаимпульсамиможноцентральнойобъяснитьчастидоминированиемцугарезультатызначительногодлинноволнового штарковского сдвига экситонного перехода в КТ CdSe/ZnS внаведенном электрическом поле, по-видимому, превосходящего ширинуспектраэкситонногонасыщенияпоглощения(заполнениясостояний)из-запроцессанакопления.и эффект ШтаркаЭффектимеют разныединамические свойства. Время релаксации наведенного электрического поля,возникающего в результате захвата носителя на поверхность КТ [18], можетпревосходить аксиальный период (временной интервал в цуге междуимпульсами лазера 7 нс), а время релаксации возбужденных экситонов многоменьше [40] аксиального периода.
Измеренный длинноволновый тепловойсдвиг спектра поглощения экситонов коллоидных КТ CdSe/ZnS составил около0,5 Å на 1 градус, что позволило пренебречь нагревом образца дляиспользуемого диапазона энергий возбуждающих пикосекундных импульсоввторой гармоники лазера.77Глава 3. Особенности самодифракции ультракоротких импульсовлазеранадвухфотонновозбуждённойдифракционнойрешёткевнелинейныхиколлоидных квантовых точках CdSe/ZnSДаннаяглавапосвященаизучениюособенностейэлектрооптическихпроцессов,возникающихвслучаедвухфотонногорезонансного возбуждения основного разрешенного экситонного перехода вколлоидных КТ CdSe/ZnS и приводящих к самодифракции двух лазерных лучейна наведенной дифракционной решетке.§ 3.1.
Двухфотонное поглощение в квантовых точках CdSe/ZnS прирезонансном возбуждении основного экситонного переходаПри взаимодействии полупроводниковых коллоидных КТ CdSe/ZnS смощными лазерными импульсами,с большим значением напряженностисветового поля, могут проявляться нелинейные оптические эффекты, такие какдвухфотонные переходы. Под двухфотонным переходом будет пониматьсяпереход между энергетическими уровнями, разность энергий которых равнасумме энергий двух поглощаемых квантов света. При этом предполагается, чтообычное резонансное линейное поглощение отсутствует. Два когерентных пофазе фотона могут возбудить экситонный переход, энергия которого равнаудвоенной энергии одного фотона.
В этом случае излучение с энергией квантаћω<E g будет поглощаться. Такой процесс поглощения можно рассчитать спомощью теории возмущений второго порядка. В таком случае переход состоитиз двух этапов. Сначала один фотон инициирует переход электрона напромежуточный уровень, энергия при этом не сохраняется. В результате такогоперехода возникает виртуальное состояние, которое обладает малым временемжизни, поскольку оно разрешено лишь в силу принципа неопределенностиГейзенберга.
Затем второй фотон осуществляет переход из виртуальногосостояния в конечное состояние, при условии, что энергия в целом в процессе78сохраняется. В отсутствие второго фотона, электрон, переведенный ввиртуальное состояние, вернется в свое первоначальное состояние.Общиесвойствадвухфотонногопоглощениядостаточнополнопредставлены в обзорах [134-136]. Во втором порядке теории возмущений поэлектронно-фотонному взаимодействию вероятность двухфотонных переходовв единицу времени (возбужденияэлектронно-дырочных пар) задаетсяследующим выражением [137]:( )=ℏ=∑где∑(,,ℏℏ−− 2ℏ ),(3.1)– составной матричный элемент, индексы k0,k1 и k2 обозначают наборы квантовых чисел, соответствующих начальному,конечному и промежуточному состоянию электронной системы, γk– скоростьдефазировки перехода между состояниями k и k0.Важным свойством рассматриваемых двухфотонных переходов являютсяправила отбора.
Причем, правила отбора для однофотонных и двухфотонныхпереходов отличаются друг от друга. В КТ, имеющих дискретный спектрэнергии, однофотонные и двухфотонные оптические переходы разрешенымежду уровнями энергии,для которых Δn=0 и Δl=0(n и l - главное иорбитальное квантовые числа) и из-за смешивания валентных зон возможныпереходы, для которых Δn=1.Переходы с Δl=1 (в частности, переход1P3/2(h)→1S(e)) разрешены только для двухфотонных процессов поглощения[138].В работе [139] представлены результаты измерения коэффициентадвухфотонного поглощения в коллоидном растворе КТ CdSe/ZnS, где длявозбуждения основного экситонного перехода в КТ использовались импульсыосновной частоты Nd3+:YAG-лазера (ħω=1,165 эВ). С ростом интенсивностивозбуждающих импульсов двухфотонное поглощение увеличивалось, а длямаксимальных интенсивностей падающих импульсов наблюдалось ограничениеинтенсивности прошедших импульсов, что объяснено ростом двухфотонногопоглощения в КТ с ростом интенсивности.
В простейшем случае изменение79интенсивности плоской волны при нелинейном двухфотонном поглощенииописывается следующим уравнением:=−−,(3.2)где α – коэффициент однофотонного поглощения, β – коэффициентдвухфотонного поглощения. Коэффициент двухфотонного поглощения β прямопропорционален мнимой части кубической восприимчивости [140]:=(( )).(3.3)При резонансном двухфотонномперехода в КТ CdSe/ZnSвозбуждении основного экситонноголинейное поглощение на частоте возбуждения вобразце пренебрежимо мало (αz«1), тогда решение уравнения (3.2) принимаетвид:( )=.(3.4)Из этого выражения непосредственно следует, что при условии zI 0 »1интенсивность прошедшего сквозь образец излучения не будет зависеть отинтенсивности падающего излучения (эффектом ограничения интенсивностипрошедшего излучения при двухфотонном возбуждении).80§ 3.2. Экспериментальная установка для установления особенностейсамодифракции на наведенной дифракционной решетке в коллоидныхквантовых точках CdSe/ZnS при двухфотонном возбуждении экситоновДля выявления особенностей самодифракции двух лазерных лучей нанаведеннойдифракционнойдвухфотонномрешеткевколлоидныхвозбуждении экситонов былаКТ CdSe/ZnSприсобрана экспериментальнаяустановка, схема которой изображена на Рис.3.1.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
