Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Полупроводниковые наноматериалы в оптическом ограничении 14
1.1 Механизмы оптического ограничения 14
1.2 Оптическое ограничение наноматериалами 21
1.3 Оптические свойства полупроводниковых КТ 25
1.4 Нанофотореакторы 35
Глава 2. Экспериментальная техника и методика измерений
2.1 Объект исследования 39
2.2 Оборудование и методы спектральных исследований 41
2.3 Оборудование и методы исследований при интенсивном лазерном воздействии 45
Глава 3. Спектроскопические исследования растворов КТ и гибридных систем 50
3.1 Спектрофотометрический анализ комплексообразования в растворах КТ 50
3.2 Кинетические признаки комплексообразования 62
3.3 Описание кинетики люминесценции с помощью дробно-экспоненциальной функции. Роль тмного состояния 75
Глава 4. Фотодинамика оптического ограничения в растворах КТ CdSe/ZnS 81
4.1 Особенности экспериментального проявления эффекта оптического ограничения в коллоидных растворах КТ CdSe/ZnS. Модельные представления 81
4.2 Кинетика люминесценции в условиях ограничения. Роль светового тушения 88
4.3 Вклад ДФП и нелинейной рефракции в оптическое ограничение растворами квантовых точек CdSe/ZnS. Исследование методом z сканирования 96
Глава 5. Оптическое ограничение в гибридных наносистемах 104
5.1 Оптическое ограничение в гибридных наносистемах в видимом диапазоне 105
5.2 Оптическое ограничение в гибридных наносистемах в ближнем ИК диапазоне 111
Заключение 119
Приложение А 121
Список сокращений и условных обозначений 125
Литература
- Оптическое ограничение наноматериалами
- Оборудование и методы спектральных исследований
- Описание кинетики люминесценции с помощью дробно-экспоненциальной функции. Роль тмного состояния
- Кинетика люминесценции в условиях ограничения. Роль светового тушения
Оптическое ограничение наноматериалами
Двухфотонное поглощение (ДФП) - вероятностный процесс нелинейности третьего порядка, описывается мнимой частью тензора кубической нелинейной восприимчивости (3). ДФП может происходить при следующих условиях: (1) два фотона, принадлежащие одному полю, имеют равные частоты (при этом переход в возбужденное состояние будет кратен 2); (2) могут поглощаться фотоны, имеющие разные частоты. Процесс более вероятен при коротких световых импульсах (100 пс и меньше). Механизм ДФП можно рассматривать с точки зрения трехуровневой модели RSA при условии, что время жизни промежуточного состояния стремится к нулю, а поглощение в основном состоянии является крайне низким. Тогда интенсивность пучка, распространяющегося через среду, будет описываться уравнением [20]: dl/dz=-(a+pi)l, (2) где -коэффициент линейного поглощения, а -коэффициент двухфотонного поглощения, который выражается через мнимую часть нелинейной восприимчивости (в единицах СИ) [20]: =З""ГД (3) здесь -круговая частота оптического поля, n0 -линейный индекс рефракции, c -скорость света в вакууме. В прозрачном материале при низких интенсивностях (=0) изменение интенсивности будет описываться выражением [20]: I(L)=(1+00) , (4) где L-длина образца. При этом кратность снижения интенсивности после прохождения среды будет зависеть от коэффициента двухфотонного поглощения, падающей интенсивности и толщины образца, но не от длительности импульса.
Оптическое ограничение за счт двухфотонного поглощения наиболее изучено в полупроводниках. Узкозонные полупроводники имеют большие и могут быть интересны для защиты датчиков от ИК излучения, среднезонные полупроводники (прозрачные в видимом диапазоне), имеют довольно малые коэффициенты ДФП, порядка 10 смГВт-1 или меньше, что делает эти материалы, пригодными для защиты глаз только от очень коротких импульсов (менее 100 пс) [20]. Соотнесение с шириной запрещенной зоны было теоретически выведено Wherrett(-ом), который использовал модель Кейна к р, чтобы показать зависимость [21]: где K -константа, независящая от материала, n0 –показатель преломления, Eg запрещенная зона материала, а Ep( 21 эВ) энергетический параметр Кейна, который приблизительно одинаков для прямозонных материалов. Как следует из (5) материалы с широкой запрещенной зоной имеют малые коэффициенты двухфотонного поглощения. Впоследствии зависимость () была экспериментально обнаружена Van Stryland(-ом) и соавторами, подтверждена для широкого класса материалов, с запрещенными зонами от ближнего УФ до ближнего ИК диапазонов, а теоретическая модель дополнена [20].
В полупроводнике как при однофотонном, так и при двухфотонном поглощении происходит генерация свободных носителей. Возникшие электроны (дырки) могут быть переброшены в высшие (нижние) состояния зоны проводимости (валентной зоны) при поглощении дополнительных фотонов. Этот процесс часто сопровождается фононами, что определяется зонной структурой и частотой оптического возбуждения [20]. Этот тип нелинейности носит кумулятивный характер, так как зависит от увеличения населенности зарядов в зонах за время поглощения падающей энергии. Если учитывать только линейное поглощение (с коэффициентом ) и поглощение свободными носителями изменение интенсивности в среде описывается уравнением [20]: dI/dz=-(a+oN)I, (6) где N - плотность электрон-дырочных пар, - полное сечение поглощения свободными носителями (электронами и дырками).
Сечение поглощения свободных носителей каждого вида может быть выражено из простой модели высокочастотной оптической проводимости [20]: = сп0є0т ш2 \J f } где m - эффективная масса заряда, 0 - диэлектрическая проницаемость среды, е -заряд электрона, т - время релаксации импульса заряда, которое не зависит от вида рассеивающих механизмов в среде. Поглощение свободными носителями сложным образом зависит от N, т.к. определяется механизмами, ответственными за генерацию носителей и процессами рекомбинации и диффузии в течение импульса. В присутствии только линейного поглощения и отсутствии рекомбинации и диффузии (т.е. при коротких длительностях импульса, сравнимых с характеристическими временами, ассоциированными с последними процессами), электрон-дырочная числовая плотность может быть найдена [20]: dN/dt=oJ/hco. (8) При слабом нелинейном поглощении для гауссовых импульсов выражения (6) и (8) могут быть использованы для аналитического приближения пропускания среды: Т=Т0/(1+(1-Т0) ) , (9) где F0 - пиковый падающий поток, T0=exp(-L) - линейное пропускание (отражением от поверхности пренебрегают) [20]. Приведенная формула применяется, например, для расчета линейного непрямого поглощения около края полосы Si или GaP [20]. Из выражения (9) следует, что нелинейность в пропускании зависит от падающего потока больше, чем от падающей интенсивности.
Нелинейная рефракция и другие механизмы ограничения Нелинейная рефракция может возникать в следствие таких явлений как молекулярная переориентация, электрооптический эффект Керра, генерация свободных носителей, фоторефракция, индуцированный нагрев материала [22]. Проявление рефракции выражается в виде самофокусировки или дефокусировки излучения на выходе из среды. Нелинейная рефракция возникает вследствие проявления реальной части нелинейной восприимчивости (3) или генерации носителей в результате линейного или двухфотонного поглощения в полупроводниках [20]. Нелинейная среда часто исследуется в фокусе оптической системы, где выходной сигнал ограничивается апертурой, помещенной перед примным окном. При низких интенсивностях нелинейная среда почти не проявляет себя, при высоких - нарушается пространственная однородность показателя преломления, среда действует как отрицательная или положительная линза, в зависимости от знака рефрактивной нелинейности. Типичная зависимость пропускания образца при проявлении в среде механизма рефракции показана на рис.1.2 [20]. Сплошной чрной линией показан ход кривой пропускания при удалнной апертуре при последовательном перемещении образца относительно фокальной плоскости. В этом случае весь свет, прошедший через образец, будет попадать в приемник. Такое измерение будет чувствительным только к нелинейному поглощению и рассеянию. Аналогичные измерения при «закрытой апертуре» содержат в себе вклады нелинейного поглощения, рассеяния и нелинейной рефракции. Чтобы отделить вклад рефракции от остальных механизмов, необходимо поделить полученные экспериментально значения пропускания при закрытой апертуре на значения при открытой, соответствующие одинаковым координатам z. Пример скорректированных на поглощение кривых представлен на рис.1.2 пунктирной и точечной линиями.
Оборудование и методы спектральных исследований
При использовании принципа фокусировки увеличение плотности мощности излучения на образец увеличивает вероятность «включения» нескольких механизмов ограничения, а также может рассматриваться с позиции испытания образца в условиях, приближенных к оптическим схемам прицелов. Диаметр пучка в фокусе телескопической системы измерялся с помощью CCD камеры с размером пикселя 6.5 6.5 мкм и составил около 30 мкм. Фокусное расстояние линзы L3 подбиралось совместно с величиной диафрагмы А3 для обеспечения засветки примника D2 в телесном угле 1.5 мрад, такой угол позволяет рассчитать безопасное для глаз пороговое значение энергии (обоснование см. в работе [83]). Для измерения энергии использовались фотометры марки Ophir (PE25-SH-V2 и PE50, Israel), которые с помощью 2 канального USB-интерфейса Pulsar подключались к ПК. Данные в оцифрованном виде использовались для построения зависимостей пропускания образца от входной энергии. Для обеспечения одинаковой величины энергии в канале с образцом осуществлялась последовательная перестановка нейтральных светофильтров до и после фокусирующей системы (с поворотом на 180 для компенсации клиновидности).
Данная схема предусматривала возможность замены лазерного источника. Для исследования ограничения на длине волны 1540 нм в схему, изображенную на рисунке 2.2, с помощью зеркала вводилось излучение твердотельного лазера на эрбиевом стекле с параметрами: =60 нс, Emaxpulse=60 мДж, 23 мрад.
Исследование разных образцов в одинаковых условиях обеспечивает корректное сравнение их характеристик ограничения. Для исследования образцов при разных длительностях импульса 400 пс и 7 нс, но одинаковых прочих условиях была собрана схема аналогичная первой с YAG:Nd3+ лазерным источником, длительность которого менялась с помощью В.Р.М.Б. компрессора на CCl4. Пропускание на длинах волн 1064 и 532 нм (Emaxpuls 30 мДж и 15 мДж соответственно) регистрировалось с помощью ФПМ-02. При измерениях отсутствовала диафрагма А3, что было вынужденной мерой по причине нестабильности лазерного пучка на выходе из источника. Угол зрения примника в этом случае увеличился до 20 мрад.
Порог оптического ограничения соответствует такому значению энергии входного импульса, при котором пропускание образца снижается на 20%. Кроме специально оговоренных случаев все исследования по оптическому ограничению проводились в моноимпульсе (серией из пяти выстрелов и последующим усреднением сигнала).
Ограничение в квазипараллельном пучке и одновременно кинетика люминесценции квантовых точек на длительности импульса 400 пс исследовались в схеме, представленной на рисунке 2.3. Высокоскоростная щелевая камера «Hamamatsu С979» обеспечивала временное разрешение до 10 пс. Примное окно камеры располагалось под углом 90 к направлению лазерной накачки для исключения его попадания в примное окно камеры.
Схема для исследования оптического ограничения и кинетики люминесценции в квазипараллельном пучке. Слева направо: YAG:Nd - лазерный источник, OW светоделительный клин, D1 - примник входного сигнала, F - набор нейтральных светофильтров, L1 – положительная линза (F=50 см), S - образец, D2 - примник выходного сигнала, L2-положительная линза (F=20 см), С-камера Hamamatsu (перед которой установлен фильтр, отсекающий излучение накачки) Экспериментальные данные с камеры (в виде зависимости амплитуды интенсивности от времени) поступали на ПК в оцифрованном виде. После процедуры нормировки полученные значения кинетики люминесценции аппроксимировались функцией экспоненты (в программе Origin 8). По построенным зависимостям были определены времена жизни люминесценции растворов КТ и гибридных систем в нелинейном режиме (результаты представлены в главе 4).
Измерение коэффициентов нелинейного поглощения и нелинейной рефракции проводилось по методу z-сканирования. Растворы на базе КТ CdSe/ZnS и PbS исследовались на трх длинах волн лазерного воздействия 532 и 1064 нм (pulse=12 нс) и 1540 нм (pulse=34 нс). Оптическая схема экспериментов представлена на рис.2.4. Лазерный луч с гауссовым профилем фокусировался линзой на образец (кювета с раствором). С помощью механизированной подвижки, оснащенной шкалой, образец перемещался вдоль главной оптической оси системы, проходя последовательно положения до фокусной плоскости (соответствуют отрицательным z) и после (соответствуют положительным z). Входная энергия поддерживалась постоянной, таким образом, изменение падающего поля (его амплитуды и фазы) на образец определялось только координатой z. Энергия на выходе из кюветы измерялась фотометром (OPHIR) в двух режимах с «закрытой апертурой» и «открытой апертурой», что позволило разделить вклады нелинейного рассеяния и поглощения от нелинейной рефракции
Описание кинетики люминесценции с помощью дробно-экспоненциальной функции. Роль тмного состояния
Известно, что кинетика многих релаксационных процессов описывается дробно-экспоненциальной (stretch exponential) функцией времени P(t)=exp[-(t/0)] [89,90], где P(t) - функция, описывающая свойства системы, приближающейся к равновесному состоянию после прерывания возмущения, 0 Р 1, т0-параметр, имеющий размерность времени. К релаксационным процессам относится и затухание люминесценции, кинетика которой часто описывают зависимостью [89]: /(0 = /0ехр ---л[- , (25) где Iо - интенсивность люминесценции в начальный момент времени, –время жизни возбужденного состояния люминесцирующих молекул, A–константа, зависящая от концентрации тушащих молекул, размерности среды и механизма тушения люминесценции. При фрстеровском резонансном переносе энергии (FRET) скорость w(R) задается формулой [91]: RJ, (26) где Ro - радиус Фрстера, R - расстояние между люминесцирующей молекулой (донором энергии) и молекулой-тушителем люминесценции (акцептором энергии), в формуле (25) коэффициент (3=1/2 при равномерном и случайном распределении акцепторов в трехмерной среде. Формула (26) описывает диполь-дипольный механизм FRET. При диполь-квадрупольном (в формуле (26) цифру 6 в показателе степени следует заменить на 8) и квадруполь-квадрупольном (в формуле (26) цифру 6 следует заменить на 10) механизмах FRET коэффициент р меньше: он равен 3/8 и 3/10 соответственно [92].
Если молекулы донора и акцептора распределены в среде неравномерно (например, доноры и акцепторы проникают в среду через поверхность в результате диффузии) [93,94], то кинетика люминесценции продолжает хорошо аппроксимироваться формулой (25), в которой коэффициент р уменьшается и зависит от глубины проникновения молекул в среду. Так, при диполь-дипольном механизме FRET Р изменяется от 1/3 (молекулы расположены на поверхности среды) до 1/2 (молекулы равномерно распределены во всем объеме среде) [93].
Полученные экспериментальные кинетики затухания люминесценции растворов КТ были аппроксимированы дробно-экспоненциальной (stretch exponential) функцией (25) [95]. Наилучшее совпадение с экспериментальными данными (рис.3.28) получилось при р=0.5±0.2, =50 нс и значениях A, приведенных в таблице. Заметим, что коэффициент A увеличивается с увеличением размера КТ, в то время как Ри остаются постоянными. Рис.3.28 Кинетика затухания люминесценции КТ530: 1-точки-эксперимент, 2-пунктирная кривая рассчитана по формуле (34) с параметрами 3 = 0.52±0.2 нс, =50 нс и А= 0.36
Значение Р = 0.5 свидетельствует о диполь-дипольном механизме FRET с КТ на акцепторы энергии, которыми могут служить окружающие КТ молекулы ТОФО или растворителя, локальные связи (C-H) среды. Как известно, во многих случаях [96] безызлучательную дезактивацию молекул и ионов в различных средах, содержащих высокочастотные ангармонические колебания (C-Н, О-H и др.), можно трактовать как диполь- дипольный перенос энергии от люминесцирующей молекулы или иона (в нашем случае КТ) на группы атомов из среды-растворителя, совершающих указанные колебания. Рис.3.29 Схема уровней КТ в среде: 0 - основное состояние КТ, 1, 2- возбужднные состояния (1- «светлое» состояние, 2 - «тмное»). Переход 01 поглощение света КТ. Состояние 1
Полученные результаты можно интерпретировать на основе схемы уровней, представленной на рис.3.29 [95]. В эксперименте наблюдается кинетика затухания состояния 1 (светлое). Состояние 1 по отношению к переходу в основное состояние 0 имеет время жизни її. Из состояния 1 осуществляется также переход в долгоживущее (метастабильное, темное) состояние 2 со скоростью . Время жизни состояния 2 относительно перехода в основное состояние 0 равно Тг. Предполагается, что т2»ть Энергетическое расстояние между состояниями 1 и 2 мало (для КТ CdSe/ZnS это 0.7-1.7 мэВ). При высоких температурах (в нашем случае 300 К) с большой скоростью осуществляется обратный переход 21 -термическое заселение люминесцирующего состояния 1. В результате при высоких температурах состояния 1 и 2 оказываются одинаково заселенными [97], однако из-за условия І2»іі свечение из состояния 2 в наносекундном диапазоне не наблюдается. Следовательно, существует еще один канал тушения светлого состояния 1 - передача энергии на окружающие КТ молекулы или колебания локальных связей среды со скоростью w, зависящей от расстояния от КТ до указанных молекул или локальных связей [95]. релаксирует в состояние 2 (переход 12) со скоростью и в состояние 0 (переход 10) со скоростью 1/1, а также тушится в результате безызлучательного переноса энергии со скоростью w на колебания молекул сольватной оболочки и растворителя (переход 1уровни среды), состояние 1 также заселяется со скоростью th (переход 21) в результате тепловых процессов. Состояние 2 релаксирует в основное состояние со скоростью 1/2 (переход 20) Значение =50 нс, полученное в результате аппроксимации экспериментальных данных функцией (25), соответствует радиационному времени жизни светлого состояния 1S при комнатной температуре, измеренному рядом авторов по температурной зависимости кинетики люминесценции [98]. Время жизни триплетного состояния составляет несколько микросекунд, что делает излучение непосредственно из него в нашем случае ненаблюдаемым.
Кинетика люминесценции в условиях ограничения. Роль светового тушения
Таким образом, путм пассивации поверхности квантовой точки молекулами перилена посредством диполь-дипольного взаимодействия между компонентами гибридной наносистемы формируется контактный комплекс. Подтверждение образования анион-радикала Сбо получено при исследованиях одновременного действия двух частот (рис. 5.4) [113]. Образец (КТ575,С60,Рег) с начальным пропусканием 90% помещался в квазипараллельный пучок YAG:Nd лазера (=1064 нм, Eюб4 = Ю-3 Дж, puise = 7 нс). При вводе в схему излучения второй гармоники (=532 нм, E532 10-5 Дж) (с соблюдением пространственного и временного совпадения) пропускание образца на длине волны 1064 нм снизилось в 1.5 раза, что свидетельствовало о возникновении экситона и анион-радикала С60 Таким образом, было установлено, что в отсутствии второй гармоники излучение 1064 нм не поглощалось, тогда как при одновременном действии (излучений =532 нм и 1064 нм) интенсивность как одной частоты (так и другой) снизилась, что подтвердило наличие переноса электрона и способствовало ограничению как первой, так и второй гармоники YAG:Nd лазера [113].
Сравнение характеристик ограничения в гибридных системах при разных длительностях импульса (по схеме рис.2.2 без диафрагмы) показало (рис.5.5), что контраст по пропусканию выше, а порог ограничения ниже при более короткой длительности импульса (как и в случае монорастворов). При этом характеристики ограничения гибридных композиций (КТ,С60) и (КТ,С60,Per) оказались лучше, чем в монорастворах точек КТ (величина порога меньше), что подтверждает, приведенный выше анализ образования ион-радикалов.
Как в субнаносекундном режиме, так и наносекундном высокую эффективность ограничения показали гибридные композиции на основе КТ630, чьи параметры ограничения либо равны, либо лучше параметров системы (С60, Per) (полученных в тех же условиях). Данный факт служит обоснованием для применения этих квантовых точек в ограничении лазерного излучения видимого диапазона наносекундной и субнаносекундной длительностей импульса.
Актуальной проблемой для оптоэлектроники остатся создание оптических ограничителей для защиты оптических систем от лазерного излучения в области ИК диапазона. В наносекундном диапазоне длительностей лазерного воздействия основной вклад в оптическое ограничение дат поглощение свободными носителями при двухступенчатом переходе из реально поглощающих состояний [31,32,114,115](что не всегда обеспечивает желаемую эффективность ограничения). Расширения спектрального диапазона и увеличения эффективности оптического ограничения удалось добиться в гибридных системах за счт вклада в ограничение поглощения метастабильными продуктами реакции фотопереноса электрона. Благодаря синтезу узкозонных полупроводниковых квантовых точек на основе халькогенидов свинца возможно применить этот подход и в области ИК диапазона. Основным условием осуществления процесса фотопереноса электрона является его экзотермичность (AG 0), где AG - изменение свободной энергии системы. Однако одного этого условия недостаточно для быстрой и эффективной реакции. Условием эффективности такого процесса является то, что скорость разделения зарядов в КТ должна превышать скорость релаксационных переходов.
Т.к. эффективность ОО в люминесцирующих КТ зависит от положения воздействующего излучения относительно 1го экситонного пика поглощения КТ, для исследования ограничения на длинах волн 1064 нм и 1540 нм излучения лазера были выбраны квантовые точки с максимумом поглощения около 1100 и 1900 нм соответственно (PbSllOO, PbS1900).
Коэффициенты нелинейного поглощения и рефракции растворов полупроводниковых квантовых точек PbS1100, PbS1900 были определены по результатам z-сканирования (рис. 5.6) при разных энергиях накачки (табл. 5.3). В ходе эксперимента обнаружено, что при энергии 0.10 мДж растворы как в толуоле, так и в CCl4 не проявляют нелинейного поглощения, но присутствует нелинейная рефракция. При увеличении падающей энергии до 0.65 мДж проявляются и дефокусировка, и двухфотонное поглощение.
В работе [116] приводятся коэффициенты, рассчитанные для квантовых точек PbS1300 в C2Cl4 (С 510-6 M) при пикосекундном лазерном воздействии =1550 нм. Причиной меньшего вклада рефракции в снижение пропускания в случае наносекундного воздействия может являться преобладание обратно насыщаемого поглощения. При этом как в эксперименте, так и в работе [116] проявляется образование дефокусирующей термической линзы. Из табл.5.3 следует, что коэффициенты двухфотонного поглощения как в толуоле, так и в CCl4 довольно близки, при этом нелинейное рассеяние в толуоле выше, чем в CCl4, а следовательно выше контраст по пропусканию лазерного излучения, поэтому для дальнейших исследований выбор был сделан в пользу толуола.
Рис. 5.7 Экспериментальные значения (показаны точками, соединительные линии проведены для наглядности) пропускания лазерного излучения =1064 нм (=12 нс)
Исследование оптического ограничения лазерного излучения на длинах волн 1.06 и 1.54 мкм показало, что фотодинамика пропускания растворов КТ PbS схожа с поведением растворов КТ CdSe/ZnS в видимом диапазоне (см. Рис.4.2), а именно имеет многостадийный характер, включающий стадию просветления (рис. 5.7). На этом же рисунке представлена зависимость пропускания гибридной композицией точек с высшими фуллеренами. Полупроводниковые нанокристаллы группы АIIBVI, а также АIVBVI (в частности PbS) представляют собой поверхностно активные центры способные к комплексообразованию как за счт вандерваальсовских взаимодействий, так и легко образующие на своей поверхности комплексы с переносом заряда. Подход по формированию гибридных наноструктур был применен на квантовых точках PbS с высшими фуллеренами. Как видно из рис.5.7, это привело к уменьшению порога ограничения исходного раствора КТ PbS1100. растворами: 1 - квантовых точек PbS1100 (в толуоле), 2 - комплексов [PbS1100, Cn] (в толуоле). (Состав Сп (в % мас.):С76 -51, С78 -24, С84 -21, прочие С„ 7о- 2)
В работе [117] показано эффективное разделение заряда в растворах с квантовыми точками PbS930 и Метиленовым синим (MB) при возбуждении в полосе экситонного перехода (возб=800 нм). Тиазиновый краситель абсорбируется на квантовой точке с образованием комплекса с переносом заряда PbS-МB+. Там же приводятся следующие значения энергий состояний для КТ PbS930: 1S(e) -3.7 эВ, для 1S(h) -5.0 эВ. При этом энергия состояния МB+ (-4.5 эВ) обеспечивает эффективное разделение зарядов при возбуждении в полосе экситонного перехода с сохранением поглощения в основной полосе. Исследования оптического ограничения на длинах волн 1064 и 1540 нм были проведены на системах с квантовыми точками PbS1100 и 1900 и тиазиновыми красителями. Кроме Метиленового синего, использовался близкий ему гомолог Родулиновый синий (RB). Оба красителя обладают сходными спектральными характеристиками, линейное поглощение растворов представлено на рис.5.8. Полосы вблизи 500 и 605 нм соответствуют фотовостановленным формам красителя [118], в то время как поглощение вблизи 660 нм - комплексу с переносом заряда PbS-МB+ [117]. При этом добавление обоих красителей приводит к размытию первого экситонного пика в спектре поглощения квантовых точек PbS (на рисунке не показано).