Диссертация (1104729), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Так как в резонанс с возбуждающим излучением,как правило, попадает только один переход КТ, процесс нелинейногопоглощения удобно рассматривать в рамках модели насыщения поглощениядвухуровневойсистемысизвестнымвременемжизнивозбужденногосостояния [36]. Данная модель позволяет измерить динамику населенностивозбужденного состояния при вынужденных и спонтанных переходах.
Дляопределения изменения во времени населенности n электронов в возбужденномсостоянии и изменения поглощения света в коллоидном растворе КТ можнополучить следующие уравнения [37]:25= ( , )( − 2 ) −,(1.3)= − ( , )( − 2 ) ,(1.4)где I(x, t) — поток фотонов на глубине x в момент времени t, σ — сечениепоглощения одиночной КТ, τex — время жизни носителей заряда ввозбужденном состоянии, N — полное число КТ в единице объема. Дляопределения изменения во времени пропускания T(χ1, τ) коллоидного раствораКТ заданной толщины x1, с учетом уравнений (1) и (2) можно записатьуравнение в безразмерной форме:()+=2( )(1 − ) +,(1.5)где χ1=Nσx1=−lnT0, безразмерное время τ≡t/τex, β≡σI0τex, σ – сечениепоглощения на длине волны возбуждения, I0 — поток фотонов лазера на входев кювету с коллоидными КТ, T0 — пропускание коллоидного раствора КТтолщиной x1 в отсутствие нелинейного поглощения, f(τ) функция формылазерного импульса.Однако, время жизни возбужденного состояния в КТ можно считатьпостоянным только при умеренных значениях интенсивности возбуждения.
Вряде работ было показано, что время жизни возбужденного экситонногосостояния в КТ резко уменьшается из-за процессов типа Оже приинтенсивности падающего излучения, соответствующего возбуждению болееодной электронно-дырочной пары на КТ [38-41].Вквантово-механическомописаниеуравнениявзаимодействиядвухуровневой системы с внешним полем, незначительно отстроенным отрезонанса, решаются точно, причем, учитывается смешение состояний инасыщение уровней. Коэффициент поглощения и показатель преломления прирасстройках (δ=ω–ω21) частоты перехода ω21 от частоты возбуждающегоэлектромагнитного поля ω, могут быть вычислены по формулам [42]:==1−( /)( /),(1.6)( /),(1.7)26где α0 – коэффициент поглощения среды при отсутствии насыщения, γ21 –ширина спектральной линии, с – скорость света, S = I0/Is – параметр насыщения,I0 – интенсивность падающего света, параметр=ℏ– интенсивностьнасыщения (σ – сечение поглощения, τ – время жизни возбужденныхносителей).Поглощениеуменьшаетсяприувеличенииинтенсивностивозбуждающей электромагнитной волны, сохраняя симметричную частотнуюзависимость с максимумом при точном совпадении частот ω и ω21.
Частотнаязависимостьпоказателяпреломлениявблизирезонансаимеетантисимметричную форму. При отрицательных расстройках δ с ростоминтенсивности падающего света показатель преломления уменьшается, приположительных δ – увеличивается. При точном резонансе между частотойвозбуждения и частотой перехода показатель преломления не изменяется.Как отмечалось ранее, сильное пространственное ограничение в КТприводит к увеличению кулоновского взаимодействия между носителямизаряда, величина которого растет с уменьшением радиуса КТ как R -1 [43,44].Точный учет влияния кулоновского взаимодействия в КТ по-прежнемупредставляет серьезную проблему, так как существует ряд нерешенныхвопросов теоретического описания электронных волновых функций и влиянияэффектов экранирования.Дляобнаруженияизмененияпоглощенияиизмеренияэнергиивзаимодействия может быть использован метод накачки и зондирования,отслеживающий спектральную и временную зависимости распределенияэнергии фотовозбужденных носителей и динамику релаксации и рекомбинациивозбужденных носителей.27§§ 1.3.2.
Влияние тонкой структуры основного экситонного переходана эффект заполнения состояний в квантовых точках CdSe/ZnSВ силу принципа Паули, заполнение квантованных электронных идырочных состояний приводит к просветлению соответствующих оптическихпереходов.Изменение поглощения в КТ может происходить, в первую очередь за счетэффекта заполнения состояний и кулоновского взаимодействия.
Влияниекулоновского взаимодействия на спектры поглощения коллоидных КТ связаносэффектом Штарка, приводящим к смещению оптических переходов иизменению силы осцилляторов переходов из-за наведенного внутреннего поля[45]. В отличие от эффекта насыщения, который влияет на изменениепропускания переходов только с заполненными состояниями, наведенныйэффект Штарка изменяет положения всех состояний в КТ, причем наиболеесильно это воздействие сказывается на незаселенных состояниях.Для учета влияния эффекта заполнения состояний и кулоновскоговзаимодействия на поглощение в КТ CdSe обычно используют упрощеннуюмодельтонкойструктурыосновногоэлектронно-дырочногоперехода,учитывающей расщепление основного дырочного уровня на два.
Такимобразом, рассматривают два перехода: с нижнего 1ShL и верхнего 1ShUрасщепленных дырочных уровней на электронный уровень 1Se. Все эти уровнидвукратно вырождены по спину. Нижний по энергии переход отвечает зафотолюминесценцию, верхний переход определяет положение пика краяпоглощения. Среднее число заполненных состояний на одну КТ из ансамбля,<N>, при резонансном возбуждении основного экситонного перехода короткимлазерным импульсом можно рассчитать по следующей формуле: <N> = σj, где j– количество фотонов в отдельном импульсе, приходящихся на единицуплощади. Распределение начальной заселенности уровней в КТ может бытьописано распределением Пуассона( )=![14], где P(N) –28вероятность того, что определенная КТ будет иметь N электронно-дырочныхпар, при среднем значении заселенности <N>.Изменениепоглощениямеждуj-ымдырочнымуровнемиi-ымэлектронным уровнем в КТ (с энергией перехода Eij), вызванное заполнениемсостояний, пропорционально сумме чисел заполнения электронови может быть записано в виде: Δ=−,(+и дырок), где α0,ij – значениелинейного коэффициента поглощения перехода Еij.В КТ CdSe просветление перехода 1Sh3/2-1Se происходит в основном за счетфотовозбужденных электронов, расположенных на низшем уровне энергии 1Se,в то время как вклад дырок в изменение поглощения незначителен.
Верхнийдырочный уровень 1ShU, участвующий в поглощении, остается незанятым дотех пор, пока нижний дырочный уровень энергии 1ShL полностью незаполниться, что может происходить только при высоких уровнях возбуждения.Высокаяспектральнаяраспределениюплотностидырочныхуровней,приводящаякдырок по многим соседним уровням, не все из которыхоптически активны с уровнем 1Sе, дополнительно может снижать уровеньнасыщения перехода. На основании приведенных выше соображений,приближенное выражение, описывающее уменьшение поглощения основногоэкситонного перехода в КТ CdSe можно представить в виде:≈ −αΔα<n,> , где < n> – среднее значение чисел заполненияэлектронов по ансамблю КТ. Двукратно вырожденный электронный уровень1Sе полностью заполняется при возбуждении двух электронно-дырочных пар наКТ (размер КТ и температура должны удовлетворять условию–постояннаяБольцмана),чтосоответствуетпрозрачности для падающего излучения: α=α,,ситуации+ Δα>kBнаведенной= 0.
Используяпуассоновское распределение для среднего значения чисел заполненияэлектронов < n>,зависимость изменения поглощения от интенсивностипадающего излучения рассчитывается по формуле [46]:Δ=,1− 1+ <>.(1.8)29Стоит заметить, что данное выражение справедливо только при умеренныхуровнях возбуждения коллоидных КТ (<N> < 2), в то время как при высокихуровнях возбуждения возможно отклонение от данной зависимости из-зафотоиндуцированного поглощения, поглощения на возбужденных носителях, ииз-за захвата возбужденных носителей на поверхностные уровни [47].30§ 1.4. Штарковский сдвиг экситонного поглощения в квантовыхточках CdSe/ZnSВажным следствием сильного пространственного ограничения являетсязначительное усиление кулоновского взаимодействия между носителями зарядаиз-за вынужденного перекрытия волновых функций электронов и дырок и врезультате снижения диэлектрического экранирования [48].
Последний эффектсвязан с существенным выходом электрического поля за пределы КТ, в среду,которая обычно обладает меньшей диэлектрической проницаемостью посравнению с самой КТ. Сильное кулоновское взаимодействие носителей в КТприводит к значительным спектральным сдвигам многоэкситонных полосизлучения по отношению к энергии перехода одиночного экситона [48]. Сдвигможет быть особенно велик в КТ второго типа, в которых возбужденныеэлектрон и дырка оказываются пространственно разделенными, локализованы вядре и оболочке, что приводит к сильному штарковскому сдвигу [49,50].Кулоновское взаимодействие влияет на вероятности переходов носителеймежду уровнями, в том числе увеличивает вероятность захвата носителя зарядана поверхностные уровни.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
