Оптические свойства полупроводниковых квантовых точек

Министерство образования и науки РФ

Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение

высшего профессионального образования

«Пензенский государственный университет»

«Педагогический институт имени В.Г. Белинского»

физико-математический факультет

Курсовая работа

Оптические свойства полупроводниковых квантовых точек

Выполнила:

студентка группы 11ФпФ1

Бурлакова Ольга Сергеевна

Пенза - 2013

Содержание

Введение

Глава 1. Квантовые точки

1.1 Методы изготовления квантовых точек

1.2 Электронный энергетический спектр квантовых точек

1.3 Плотность электронных состояний

1.4 Перспективы использования квантовых точек в устройствах и приборах

Глава 2. Взаимодействие структур с квантовыми точками с электромагнитным излучением

2.1 Поглощение света структурами с квантовыми точками

2.2 Фотолюминесценция структур с квантовыми точками

Заключение

Список использованной литературы

Введение

Быстрые темпы развития исследований и разработок в области наномира и связанный с этим всё возрастающий поток новых научных и технологических знаний требуют корректировки и уточнения соответствующего понятийного аппарата, который на сегодняшний день находится в стадии становления. Следует, заметить, что довольно часто термины наномира даются разными авторами в различных трактовках и вызывают неоднозначное восприятие, что объясняется наличием двух подходов к их рассмотрению. Согласно первому подходу объекты наномира рассматриваются с учётом только лишь их наноразмерных параметров, для которых устанавливаются условные границы возможных изменений. Согласно второму подходу объекты наномира характеризуются особыми свойствами, которые проявляются в силу присущих им наноразмеров [1. с.1].

Приставка «нано» в терминах наномира означает изменение масштаба в  (миллиард) раз: 1 нм (1 нанометр) =  м, что составляет одну миллионную миллиметра.

Принято считать, что к объектам наномира относятся такие объекты, характерные размеры которых лежат в пределах от 1 до 100 нм [1. с.1].

Физика квантовых низкоразмерных структур и связанная с ней электронная техника переживают в настоящее время период интенсивного развития. Квантово-размерные гетероструктуры (КРС) стали за последние годы одним из основных объектов исследований и разработок в физике, технике и технологии полупроводников. Так называют структуры, активные области которых, т. е. области, в которых разыгрываются основные электронные процессы, имеют характерные размеры порядка де-бройлевской длины волны электронов, что приводит к квантованию их энергии. Эти структуры классифицируют по размерности электронного газа в активных областях на гетероструктуры с двумерным (2D) газом или гетероструктуры с кантовыми ямами, одномерным (1D) газом или гетероструктуры с квантовыми нитями и нульмерным (0D) газом или гетероструктуры с квантовыми точками. Второе название подчёркивает основную особенность таких структур, с которой связаны их основные свойства и технические применения, - это наличие квантования электронного газа, обусловленного пространственным ограничением движения электронов в одном, двух или всех трёх направлениях [2. с.48].

Цель работы: изучить свойства нульмерного электронного газа квантовых точек, а также особенности взаимодействия структур с квантовыми точками с электромагнитным излучением.

Задачи работы:

1.       Изучить методы изготовления квантовых точек.

2.       Провести сравнительный анализ электронного энергетического спектра и плотности электронных состояний в массивном полупроводнике, квантовой яме, квантовой проволоке и квантовой точке.

.        Выявить перспективы использования квантовых точек в устройствах и приборах.

.        Изучить взаимодействие света с квантовыми точками.

Глава 1. Квантовые точки

Важнейшим объектом физики низкоразмерных полупроводниковых геретоструктур являются так называемые квазинульмерные системы или квантовые точки. Дать точное определение квантовых точек достаточно трудно. Это связано с тем, что в физической литературе квантовыми точками называют широкий класс квазинульмерных систем, в которых проявляется эффект размерного квантования энергетических спектров электронов, дырок и экситонов. К этому классу, прежде всего, относят полупроводниковые кристаллы, у которых все три пространственных размера порядка боровского радиуса экситона  в объёмном материале. Данное определение предполагает, что квантовая точка находится в вакууме, газовой или жидкой среде, либо ограничена каким-либо твердотельным материалом, отличающимся от материала, из которого она изготовлена. В этом случае трёхмерное пространственное ограничение элементарных возбуждений в квантовых точках обусловлено наличием границ раздела между различными материалами и средами, т. е. существованием гетерограниц. Такие квантовые точки часто называют микро- или нанокристаллами. Однако это простое определение не является полным, поскольку есть квантовые точки, для которых гетерограницы в одном либо двух измерениях отсутствуют. Несмотря на это, движение электронов, дырок или экситонов в таких квантовых точках пространственно ограничено из-за наличия потенциальных ям, возникающих, например, благодаря механическим напряжениям или флуктуациям толщины полупроводниковых слоёв. В этом смысле можно сказать, что квантовая точка - это любая трёхмерная потенциальная яма, заполненная полупроводниковым материалом, с характерными размерами порядка , в которой движение электронов, дырок и экситонов пространственно ограничено в трёх измерениях [3. с.179].

1.1 Методы изготовления квантовых точек

Среди всего многообразия различных квантовых точек можно выделить несколько основных типов, которые наиболее часто используются в экспериментальных исследованиях и приложениях. Прежде всего, это нанокристаллы в жидкостях, стёклах и в матрицах широкозонных диэлектриков (рис.1). Если они выращиваются в стеклянных матрицах, то, как правило, имеют сферическую форму. Именно в такой системе, представлявшей собой квантовые точки из CuCl, внедрённые в силикатные стёкла, при исследовании однофотонного поглощения был впервые обнаружен эффект трёхмерного размерного квантования экситонов. Эта работа положила начало бурному развитию физики квазинульмерных систем.

Рис.1. Квантовые точки в стеклянной матрице, представляющие собой сферы с радиусом R (интервал названия рисунков - одинарный)

Квантовые точки в кристаллической диэлектрической матрице могут быть прямоугольными параллелепипедами, как это имеет место для квантовых точек на основе CuCl, встроенных в NaCl. Нанокристаллами являются и квантовые точки, выращенные в полупроводниковых матрицах методом капельной эпитаксии [3. с.179-180].

Другим важным типом квантовых точек являются так называемые самоорганизованные квантовые точки, которые изготавливаются методом Странски-Крастанова с помощью техники молекулярно-лучевой эпитаксии (рис.2). Их отличительной особенностью является то, что они связаны между собой посредством сверхтонкого смачивающегося слоя, материал которого совпадает с материалом квантовых точек. Таким образом, в этих квантовых точках отсутствует одна из гетерограниц. К этому же типу, в принципе, могут быть отнесены пористые полупроводники, например пористый Si, а также потенциальные ямы в тонких полупроводниковых слоях, возникающие благодаря флуктуациям толщины слоёв [3. с.180-181].

Рис.2. Самоорганизованные квантовые точки, выращенные методом Странски-Крастанова. 1 и 4 - буферные слои GaAs, 2 - квантовые точки InAs, 3 - смачивающий слой InAs, 5 - легированная подложка GaAs.

Рис.3. Структура с индуцированными механическими напряжениями InGaAs квантовыми точками. 1 - накрывающий слой GaAs; 2 - самоорганизованные InP квантовые точки, которые задают механические напряжения, приводящие к возникновению трёхмерных потенциальных ям в слое InGaAs; 3 и 6 - буферные слои GaAs; 4 - тонкая InGaAs квантовая яма, в которой образуются индуцированные механическими напряжениями квантовые точки; 5 - квантовые точки; 7 - подложка GaAs. Точечными линиями показаны профили механических наряжений.

Квантовые точки, индуцированные механическими напряжениями, можно отнести к третьему типу (рис.3). Они образуются в тонких полупроводниковых слоях благодаря механическим напряжениям, которые возникают из-за рассогласования постоянных решётки материалов гетерограниц. Эти механические напряжения приводят к появлению в тонком слое трёхмерной потенциальной яме для электронов, дырок и экситонов. Из рис. 3. видно, что такие квантовые точки не имеют гетерограниц в двух направлениях [3. с.181].

1.2 Электронный энергетический спектр квантовых точек

Как упоминалось выше, характерный линейный размер области пространственного ограничения движения электронов, дырок и экситонов в квантовой точке столь мал, что возникает эффект размерного квантования их энергетических спектров. Однако трёхмерное пространственное ограничение приводит не только к размерному квантованию электронной подсистемы твёрдого тела, но и к квантованию других его подсистем, обладавших в исходном объёмном материале непрерывным энергетическим спектром, например колебательной ядерной подсистемой (фотоны). Кроме того, пространственное ограничение модифицирует взаимодействие различных квазичастиц квантовой точки друг с другом и с внешними полями. Перестройка энергетического спектра квантовых точек по сравнению с объёмными материалами и изменение взаимодействий их элементарных возбуждений, индуцированное пространственным ограничением, проявляется в откликах таких объектов на внешние возмущения. В частности, радикально модифицируются такие оптические отклики квантовых точек, как одно- и многофотонное поглощение, квазиупругое, комбинационное и гиперкомбинационное рассеяние света, а также различные типы люминесценции. Меняются спектральные положения линий, их ширины и относительные амплитуды, а кроме того, существенно изменяются скорости дефазировки оптических переходов и скорости релаксации возбуждённых состояний, которыми определяются нестационарные отклики квантовых точек на импульсное оптическое возбуждение [3. с.181-182].

Рассмотрим энергетический спектр  квазичастицы в пространстве размерности d=3, 2, 1 и 0, где n - дискретное квантовое число или набор таких чисел, k - d-компонентный волновой вектор; при d=0 волновой вектор как величина, характеризующая квантовые состояния, отсутствует. Энергетической плотностью состояний назовём число квантово-механических состояний, приходящихся на единичный интервал энергии и на единичный объём d-мерного пространства. С помощью аппарата -функций плотность состояний можно представить в виде:

          (1.3.1)

Где множитель 2 учитывает двукратное вырождение электронных состояний по спину; - обобщённый объём, который при d=3 является объёмом образца в обычном понимании этого слова, а для полупроводниковых низкоразмерных систем этот объём равен площади образца в плоскости интерфейсов в случае квантовых ям (d=2), длине квантовой проволоки (d=1) и просто единице для квантовой точки (d=0). Разложим  в ряд по степени k и ограничимся квадратичным приближением:

Где имеющий размерность массы параметр  принимает значения между  и . Поставляя это разложение в формулу (1.3.1), получаем выражение для вклада ветви n в плотность состояний:

   (1.3.2а)

          (1.3.2б)

           (1.3.2в)

       (1.3.2г)

где (х) - ступенчатая функция, принимающая значения единицы при положительных x и нуля - при отрицательных х. Отметим, что в квантовой яме плотность состояний имеет характер горизонтальной ступеньки, в квантовой проволоке зависимость g(E) аналогична плотности электронных состояний в объёмном полупроводнике, помещённом в квантующее магнитное поле, а в квантовой точке функция g(E) представляет собой набор изолированных пиков, уширенных с учётом конечности времени жизни электрона на уровнях размерного квантования [4. с. 17-19].

1.3 Плотность электронных состояний

Важной характеристикой любой электронной системы наряду с ее энергетическим спектром является плотность состояний . Мы начнем данный раздел с нахождения  для двумерной электронной системы с энергетическим спектром, равным

,

где  и  - компоненты импульса в плоскости слоя.

Для этого предварительно вычислим вспомогательную функцию  - полное число состояний в интервале энергий от 0 до Е.

В квантовых точках, где энергетический спектр носит чисто дискретный характер,  увеличивается на единицу каждый раз, когда  сравнивается с каким-либо квантовым уровнем. Если, как это часто бывает в точках, имеющих симметричную форму, уровни энергии являются вырожденными, то величина скачка  равна кратности вырождения данного уровня. При этом  описывается с помощью так называемой дельта-функции Дирака , которая равна нулю при , а при  обращается в бесконечность так, что интеграл  при любом интервале интегрирования, содержащем точку . Плотность состояний

представляет собой совокупность бесконечно узких и высоких пиков, схематично показанных на рис. 4. [5. с. 62-65]

Рис. 4. Зависимость плотности электронных состояний от энергии в квантовых точках.

Более подробный вывод формулы для расчёта плотности состояния можно найти в [5. с. 62-67].

1.4 Перспективы использования квантовых точек в устройствах и приборах

Неослабевающий интерес к квантовым точкам вызван не только тем, что они обладают уникальными физическими свойствами. Кроме этого, квантовые точки являются чрезвычайно перспективными объектами в смысле практических приложений. На их основе уже создано достаточно большое число различных электронных и оптоэлектронных устройств и приборов, примером которых могут служить лазеры и фотоприёмники [3. с.182].

Самым распространённым типом полупроводникового лазера является лазер на двойной гетероструктуре, где активная область представляет собой тонкий слой узкозонного полупроводника между двумя широкозонными. Основное влияние на свойства лазеров оказывает изменение плотности состояний, происходящее под влиянием размерного квантования. В квантовых точках плотность состояний имеет - образный вид, и в результате отсутствуют состояния, которые не принимают участия в усилении оптического излучения, но содержат электроны. Это уменьшает потери энергии и как следствие уменьшает пороговый ток. Лазеры могут содержать одну или (для увеличения оптического усиления) несколько плоскостей, заполненных квантовыми точками. Используются также вертикально связанные точки. Согласно теоретическим оценкам, диодные лазеры с активной средой из квантовых точек должны обладать значительно лучшими свойствами по сравнению с лазерами на квантовых ямах, а именно: существенно большим коэффициентом усиления, меньшей пороговой плотностью тока, полной невосприимчивостью к температуре решётки, лучшими динамическими характеристиками и большими возможностями для контроля за энергией кванта излучения [5. с.120-121].

Рис.5. Одноэлектронный транзистор в структуре с двумерным электронным газом (а) и его схематическое изображение (б).

В настоящее время одноэлектронные транзисторы работают только при низких температурах, хотя в ряде структур одноэлектронные эффекты наблюдаются и при комнатной температуре. Для создания приборов, надёжно работающих при комнатной температуре, необходимо решить проблемы, связанные с уменьшением размеров квантовых точек и уменьшением ёмкости затвора. Работы, направленные на оптимизацию структуры одноэлектронных транзисторов, интенсивно проводятся во многих лабораториях мира. Такие транзисторы открывают широкие перспективы одноэлектронной цифровой логики, в которой бит информации может быть представлен только лишь одним электроном. Кроме того, одноэлектронные транзисторы имеют очень высокое быстродействие - по оценкам, до нескольких сотен терагерц при чрезвычайно малой потребляемой мощности. Одноэлектроника является одной из самый перспективных и быстро развивающихся областей наноэлектроники [5. с.141].

Одной из наиболее активно развивающихся областей применения полупроводниковых квантовых точек является использование коллоидных квантовых точек (полупроводниковые нанокристаллы в органических и водных растворах) в качестве люминесцентных меток для визуализации структуры биологических объектов разного типа и для сверхчувствительного детектирования биохимических реакций, которые крайне важны в молекулярной и клеточной биологии, медицинской диагностике и терапии. Люминесцентная метка представляет собой люминофор, связанный с молекулой-линковщиком (мишенью). Метки должны быть растворимыми в воде, иметь большой коэффициент поглощения, обладать высоким квантовым выходом люминесценции в узкой спектральной полосе. Последнее особенно важно для регистрации многоцветных изображений, когда различные мишени в клетке помечены разными метками. В качестве люминофоров меток обычно используются органические красители. Их недостатками являются низкая устойчивость к фотообесцвечиванию, не позволяющая проводить долговременные измерения, необходимость использования нескольких источников света для возбуждения различных красителей, а также большая ширина и асимметрия полос люминесценции, затрудняющие анализ многоцветных изображений[3. с.260].

Возможность практического использования квантовых точек в различных областях человеческой деятельности основана, прежде всего, на размерной зависимости их физических свойств. Вследствие этой зависимости, варьируя лишь размеры квантовых точек, можно получить такие их параметры, которые важны для практики. Есть все основания полагать, что со временем прикладное значение квантовых точек будет возрастать [3. с.262].

квантовый спектр электронный полупроводник

Глава 2. Взаимодействие структур с квантовыми точками с электромагнитным излучением

.1 Поглощение света структурами с квантовыми точками

Начнём со спектроскопии поглощения света, с помощью которой был обнаружен эффект размерного квантования в полупроводниковых нанокристаллах. Предположим, что образец представляет собой квантовые точки из полупроводника с кубической симметрией, внедрённые в диэлектрическую матрицу, например, стекло. Тогда нанокристаллы в этой матрице имеют почти сферическую форму, и для описания их электронной подсистемы можно воспользоваться моделью квантовой точки с бесконечно высокими потенциальными барьерами для электронов, дырок и экситонов. Пусть на образец падает электромагнитная волна, энергия фотонов которой  попадает в область межзонных переходов в нанокристаллах (см. рис.6), а её интенсивность (I) не слишком высока. Однофотонные межзонные переходы будут приводить к поглощению света квантовыми точками. Для описания этого процесса применим простейшую двухзонную модель полупроводника. Как известно из курса квантовой механики, вероятность перехода в единицу времени между начальным  и конечным  состояниями дискретного спектра электронной подсистемы с поглощением фотона  в первом порядке теории возмущений определяется следующим выражением:

           (2.1.1)

где - матричный элемент электрон-фотонного взаимодействия, вычисленный с использованием полных волновых функций. Если полупроводниковая квантовая точка находится в режиме сильного конфайнмента, то получим

          (2.1.2)

где - диэлектрическая проницаемость материала квантовой точки на частоте света,  - приведённая масса электрона и дырки. В режиме слабого конфайнмента скорость генерации экситонов в нанокристалле равна

         (2.1.3)

где            (2.1.4)

Рис.6. Схема межзонных электронных переходов в квантовой точке в режиме сильного и слабого конфайнмента, иллюстрирующая процесс однофотонного поглощения.

- энергии уровней неподвижного объёмного экситона, M - масса экситона. Каждый член в суммах (2.1.2) и (2.1.3) описывает отдельный однофотонный переход. Строго говоря, оптические переходы обладают конечной спектральной шириной , которая определяется временем жизни электрона, дырок и экситонов. Поэтому закон сохранения энергии при оптических переходах, выражаемый функциями в (2.1.2) и (2.1.3), выполняется лишь с точностью до величины порядка . Чтобы учесть это обстоятельство, необходимо заменить функции соответствующими лоренцианами

     (2.1.5)

Зная вероятность однофотонного перехода в единицу времени, легко получить коэффициент поглощения света  ансамблем идентичных квантовых точек с объёмной концентрацией . Для этого (2.1.2) и (2.1.3) нужно умножить на энергию поглощаемого фотона и , а также на . В результате получаем

  (2.1.6)

          (2.1.7)

Из (2.1.6) и (2.1.7) следует, что спектр (зависимость К от частоты света) однофотонного межзонного поглощения ансамблем идентичных квантовых точек представляет собой набор линий с полушириной на высоте, равной  для (2.1.6) и  для (2.1.7). Каждая линия в наборе соответствует однофотонному переходу, разрешённому правилами отбора. Следовательно, при однофотонном поглощении квантовыми точками в режиме сильного конфайнмента рождаются электрон и дырка с одинаковыми квантовыми числами. При поглощении света квантовыми точками в режиме слабого конфайнмента возникают экситоны с нулевым угловым моментом. Низкоэнергетический край поглощения квантовых точек сдвинут в сторону высоких энергий по отношению к краю поглощения в объёмных материалах на величину для режима сильного конфайнмента и на величину  для режима слабого конфайнмента. Из (2.1.6) видно, что при прочих равных условиях амплитуда линий в спектре поглощения квантовыми точками в режиме сильного конфайнмента возрастает с увеличением углового момента электронов и дырок на . В случае квантовых точек в режиме слабого конфайнмента (2.1.7) спектр поглощения формируется главным образом самым низкоэнергетичеким переходом , поскольку амплитуды линий, соответствующих высокоэнергетическим переходам, убывают с ростом экситонных квантовых чисел как . Кроме того, из (2.1.7) следует, что амплитуда спектра поглощения экситонами пропорциональна объёму квантовой точки [3. c. 204-207].

Рис. 7. Спектры однофотонного поглощения нанокристаллов CuCl с различными средними радиусами.  (1),  (2) и  нм (3)

Более подробный вывод формулы для расчёта коэффициента поглощения можно найти в [6].

Чтобы понять, насколько изложенное выше теоретическое описание однофотонного поглощения квантовыми точками соответствует реальности и выяснить, какая информация об электронной структуре нанокристаллов может быть получена с помощью спектроскопии такого типа, кратко обсудим экспериментальные данные, опубликованные в работе. Прежде всего, следует отметить, что прямое измерение спектра поглощения одиночной квантовой точки невозможно из-за ее малого размера. Следовательно, необходимо использовать образцы, содержащие большое число квантовых точек. Так как существующие в настоящее время технологии не позволяют изготовить совершенно идентичные нанокристаллы, то в образце будут присутствовать квантовые точки с различными размерами. В зависимости от технологии изготовления распределение нанокристаллов по размерам может иметь различный вид, описываемый например, функциями Гаусса или Лифшица - Слезова. Эти распределения характеризуются средним размером квантовых точек , который может быть определен методом малоуглового рентгеновского рассеяния. На рис. 7. приведены спектры однофотонного поглощения нанокристаллов в стеклянной матрице, изготовленных из кубического полупроводника CuCl. Измерения проводились при температуре T = 4.2 К для образцов, содержащих ансамбли квантовых точек со средними радиусами 3.1, 2.9 и 2.0 нм. Поскольку боровский радиус экситона  в CuCl равен 0.7 нм, то можно считать, что нанокристаллы во всех трех образцах находятся в режиме слабого конфайнмента. Кроме того, верхняя валентная зона и зона проводимости в CuCl - простые (вырождены только по спину) и, следовательно, для описания спектров поглощения можно было бы, в принципе, использовать выражение (2.1.7). Однако из рис. 7. видно, что наблюдаемые в спектрах линии крайне широкие и асимметричные. Это обстоятельство объясняется тем, что ансамбли квантовых точек в образцах характеризуются широким несимметричным распределением по размерам. Действительно, нанокристаллы разных размеров обладают различными энергиями однофотонных переходов

          (2.1.8)

При изменении частоты  свет будет поглощаться теми квантовыми точками, для которых удовлетворяется уравнение (2.1.8), и полный спектр поглощения представляет собой суперпозицию линий (2.1.7) от нанокристаллов различных размеров. Отсюда следует, что форма экспериментально наблюдаемых линий качественно воспроизводит размерное распределение квантовых точек, а ширина линий определяется шириной этого распределения. Этот эффект, называемый неоднородным уширением оптических спектров (переходов), имеет место в режиме слабого и сильного конфайнмента. Его можно учесть при теоретическом описании коэффициентов поглощения, если провести усреднение выражений (2.1.6) и (2.1.7) с соответствующей функцией распределения квантовых точек по размерам :

 .    (2.1.9)

Таким образом, спектральное положение максимумов линий поглощения соответствует однофотонным переходам в нанокристаллах с радиусами, близкими к , и может быть использовано для экспериментального определения среднего радиуса квантовых точек [3. c.207-208]

2.2 Фотолюминесценция структур с квантовыми точками

Среди оптических методов, применяемых для изучения электронных и экситонных состояний размерного квантования в нанокристаллах, наиболее часто используют размерно-селективную фотолюминесценцию или, как её чаще называют, спектроскопию возбуждения фотолюминесценции.

Рис. 8. a - схема формирования сигнала фотолюминесценции неоднородно уширенного ансамбля квантовых точек.

Фотоны с энергией  одновременно возбуждают квантовые точки с радиусами , и . После релаксации в первое состояние (пунктирные стрелки) эти квантовые точки излучают фотоны с энергиями ,  и . б - схема формирования спектра возбуждения фотолюминесценции неоднородно уширенного ансамбля квантовых точек. Фотоны с энергиями ,  и  последовательно возбуждают уровни квантовых точек с радиусом . Излучение этих квантовых точек после их релаксации в первое состояние (пунктирные стрелки), регистрируется детектирующей системой настроенной на фотоны .

Рассмотрим схему фотолюминесценции, представленную на рис. 8(а). На этом рисунке изображена зависимость энергии нескольких нижайших межзонных переходов от обратного квадрата радиуса квантовой точки. Сечение этого рисунка вертикальной прямой дает систему межзонных переходов для нанокристалла с фиксированным радиусом . Его сечение горизонтальной прямой дает набор квантовых точек различного размера из неоднородно уширенного ансамбля, возбуждаемых фотоном с энергией  в первое, второе и т.д. состояния. Если квантовая точка возбуждается не в первое состояние, то после возбуждения происходит достаточно быстрая релаксация, в результате которой нанокристалл оказывается в первом состоянии. После этого электрон-дырочная пара рекомбинирует с испусканием фотона . Эти фотоны и формируют спектр фотолюминесценции. Если регистрирующая система настроена таким образом, что фиксируются фотоны, излучаемые квантовыми точками с радиусом , то будет наблюдаться следующая картина фотолюминесценции (рис. 8(б)). Когда энергия возбуждающего фотона  приближается к энергии разрешенного оптического перехода в этих квантовых точках, амплитуда фотолюминесценции будет резонансно возрастать, а при удалении от него - уменьшаться. В результате, сканируя возбуждающими фотонами полосу поглощения ансамбля нанокристаллов, в зависимости амплитуды фотолюминесценции  можно получить серию пиков, соответствующих оптическим переходами в различные состояния одной и той же квантовой точки. Именно такие зависимости и называются спектрами возбуждения фотолюминесценции. Меняя энергию регистрации , можно сканировать нанокристаллы различных размеров. В результате будет получена размерная зависимость энергии оптических переходов и, следовательно, уровней размерного квантования в нанокристаллах.

Рис. 9. (а) - экспериментальный спектр возбуждения фотолюминесценции, полученный при 10 K от квантовых точек на основе CdSe.

Спектроскопия одно- и двухфотонного возбуждения люминесценции широко используется для изучения энергетической структуры квантовых точек.

Регистрирующая система настроена на нанокристаллы с радиусом 1.8 нм. Буквами a, b, ..., g обозначены максимумы, соответствующие резонансу возбуждающего излучения  с первым, вторым, третьим и т.д. однофотонными оптическими переходами. (б) - размерная зависимость энергии этих оптических переходов. По оси  отложена энергия первого перехода , т.е. размер квантовой точки. По оси  отложены разности между энергией  j-го перехода ( j = a, b, ..., g) и.

На рис. 9. приведен типичный спектр возбуждения фотолюминесценции, который получен для случая, когда регистрирующая система была настроена на детектирование сигнала от квантовых точек с радиусом 1.8 нм. Видно, что в спектре хорошо разрешаются несколько оптических переходов между нижайшими уровнями размерного квантования валентной зоны и зоны проводимости. Изменяя энергию детектирования, авторы получили зависимость энергии этих переходов от R в достаточно широкой области размеров нанокристаллов.

Приведенный пример демонстрирует, что спектроскопия возбуждения фотолюминесценции является мощным методом исследования электронной структуры ансамблей квантовых точек с большим неоднородным уширением оптических переходов. Более того он позволяет изучать также фононные и электрон-фононные состояния. [3. с.215-218]

Заключение

С каждым днём мы всё чаще слышим по телевизору, видим в интернете, новости, связанные с квантовыми точками. Огромное количество исследований уже проведено в области наноструктур. Но с каждым днём открываются всё новые факты. Много неизученного и загадочного, остаётся в такой области наноструктур, как квантовые точки. В своём заключения я хочу осветить последние новости, связанные с квантовыми точками.

Квантовые точки нашли свое применение в медицине - новейшие результаты исследования показывают, что они способны проникать сквозь иммунный барьер организма [7].

Прорыв в фотогальванике может повысить эффективность солнечных электростанций на 35%, причем стоимость солнечных панелей не возрастет. Эффективно конкурировать с традиционными электростанциями позволят полупроводники с квантовым точками [8].

Компания «MarketsandMarkets» предоставила новый доклад по исследованию под названием «Рынок квантовых точек (КТ) - Глобальный прогноз и анализ (2012 - 2022). В данном докладе исследователи прогнозируют, что рынок квантовых точек в период с 2012-го по 2022-ой года вырастит на 55,2 %, достигнув к 2022-му году значения в $ 7.480.250.000, сообщает «PC-News.info» [9].

Список использованной литературы

1)   Борисенко В.Е., Толочко Н.К. Наноматериалы и нанотехнологии. - М.: БГУ, 2008

2)      И.А. Карпович. Квантово-размерные гетеронаноструктуры на основе GaAs.- Н.Н.: -2001 г.

3)   А.В. Федоров. Оптика наноструктур. - С. - П.: СПб «Недра», 2005 г.

4)      Л.Е. Воробьёв. Оптические свойства наноструктур. - С.-П.: «Наука», 2001 г.

)        А.Я. Шик. Физика низкоразмерных систем.- С.-П.: «Наука», 2001 год

)        В.Д. Кревчик, А.В. Разумов //УДК. - 2007.-№1. - С. 124-132.