Квантовые точки селенида кадмия, легированного медью

Коллоидным квантовым точкам (КТ) в последние 15 лет уделялось значительное внимание со стороны исследователей [1, 2]. По определению, квантовая точкаизолированный нанокристаллический фрагмент полупроводника, ограниченный по всем трем пространственным координатам радиусом менее характерного Боровского радиуса экситона (пары электрон-дырка) в полупроводнике. Термин «коллоидная» вводится для разграничения «классических» квантовых точек, выращенных на подложке методом молекулярно-лучевой эпитаксии, от золей пассивированных с поверхности нанокристаллов, получаемых химическими методами в растворе. Именно открытие удобных методов химического синтеза золей монодисперсных нанокристаллов халькогенидных полупроводников в начале 90-х послужило катализатором в исследовании свойств данных объектов, среди которых следует отметить, прежде всего, присутствие дискретных энергетических уровней носителей вместо зон объемных полупроводников, причем их положение из-за квантово-размерного эффекта сильно зависит от размера нанокристалла. Коллоидные квантовые точки, таким образом, представляют огромный теоретический интерес, однако настоящую популярность они завоевали за счет своих практических свойств. Отсутствие дефектов кристаллической структуры вкупе с хорошей пассивацией поверхности повышают вероятность излучательной рекомбинации носителей после фотовозбуждения, что приводит к высоким квантовым выходам фотолюминесценции (до 80%). Это их свойство уже используется при создании люминесцентных биометок, значительно расширяющих возможности молекулярной биологии при исследовании тканей, в том числе in vivo [3]. Этим потенциальные применения КТ не ограничиваются, есть возможность создания на их основе новых поколений солнечных батарей, лазеров, одноэлектронных устройств.

Свойства полупроводников в значительной степени зависят от присутствия в их структуре дефектов и примесей. Для расширения диапазона практически важных свойств полупроводников и управления ими используется легирование — намеренное введение примесей посторонних элементов [4]. Представляет интерес введение примесей в КТ, которые обычно не содержат собственные дефекты, кроме поверхностных, и могут «выталкивать» вводимую примесь на поверхность. Помимо теоретического интереса в разработке методов введения примесей в нанокристаллы, изучения этого процесса и новых свойств, отсутствующих у нелегированных КТ, есть ряд потенциально полезных практических применений [5]. Среди них следует отметить, например, потенциально возможное управление числом носителей в пленках КТ и создание долгоживущей неэкситониой люминесценции для биометок с улучшенным контрастом наблюдения. Идея в том, чтобы при наблюдении люминесценции в тканях разделить по времени рассеянное ими излучение возбуждения от фотолюминесценции самих биометок. Если при этом наблюдаемое излучение еще и находится в диапазоне наибольшей прозрачности тканей, т. е. в диапазоне блшкнего ИК-излучения, то это позволяет значительно улучшить контрастность наблюдения [3].

Темой данной работы является изучение легирования медью ККТ селенида кадмия. ККТ Ссйе являются распространенными объектами исследования ввиду устойчивости, высокого качества нанокристаллов, доступности методик получения. Медь как примесь давно используется для активации люминесценции в люминофорах на основе халькогенидов кадмия и цинка [6]. Однако на момент начала работы над данной диссертацией в научной периодике была лишь одна публикация [7] на тему легирования КТ СёЭе медью, где были рассмотрены круглые КТ Сс18е одинакового размера с разным содержанием примеси. Как и в случае объемных полупроводников, введение меди приводит к появлению длинноволновой люминесценции, причем как раз в ближнем ИК-диапазоне. В задачи работы входило: а) Разработка методов синтеза ККТ Сс1(Си)8е на основе олеатного метода. Олеатный метод синтеза является на сегодняшний день наиболее востребованным методом синтеза ККТ Сс18е. Методы легирования на его основе, вероятно, сохранят все его преимущества. б) Изучение влияния легирования на морфологию КТ. в) Характеризация полученных КТ Сс1(Си)8е, выяснения состава, структуры, положения меди, изучение процесса легирования и конечных свойств образцов во взаимосвязи с условиями синтеза. г) Изучение оптических свойств полученных КТ и изучение возможности применения образцов в качестве биометок.

Нахождение условий синтеза и изучение свойств нанокристаллов селенида кадмия, легированного медью, представляет собой актуальную задачу химии твердого тела и материаловедения.

2. Обзор литературы 2.1. Квантовые точки — теория.

Как известно [4], в объемных полупроводниках разрешенные состояния (уровни энергии) для носителей лежат в валентной зоне и в зоне проводимости, которые разделены запрещенной зоной. Типичная для объемного полупроводника плотность состояний изображена на рис. 1а. Но если хотя бы в одном направлении размеры полупроводника уменьшаются до нанометровых, то картина плотности состояний меняется и, в предельном случае (ограничение носителей по всем 3-м координатам в изолированном кристалле нанометрового размера, т. е. случай «квантовой точки») зоны энергии вырождаются в отдельные дискретные уровни. Причиной является квантово-размерный эффект.

X X ОС о.

I-о о о л Iи о.

X «о.

Энергия.

Рис. 1. Схема-сравнение плотности состояния для а) объемного полупроводника, б) двухмерного, в) квантовой нити и г) квантовой точки [1].

Впервые квантовые размерные эффекты в полупроводниковых структурах были продемонстрированы в 70-х годах на квантовых ямах, т. е. структурах, состоящих из тонкой эпитаксиальной пленки полупроводникового материала с меньшей шириной запрещенной зоны, находящейся между двумя слоями полупроводника с большей шириной запрещенной зоны [8]. Данные эффекты начинали проявляться, если толщина пленки была сравнима с дебройлевской длиной волны носителей заряда, т. е. носители являлись ограниченными по одной координате. Мерой ограничения носителей в пространстве служит боровский радиус: ав = еаоШе/т* (1.1) где? — диэлектрическая проницаемость вещества (полупроводника), п^ - масса покоя электрона, ш* - эффективная масса частицы, ао — первый боровский радиус атома водорода. В случае, если по одной из координат, равно как и по 2-м и 3-м, размер кристаллита меньше ав, происходит квантование уровней энергии соответствующего носителя.

При рассмотрении предельного случая (квантовых точек) стоит сделать замечание, что условие ограничения действует для каждого типа носителей отдельно, так как обычно эффективные массы для электрона и дырки сильно отличаются. В случае квантовых точек следует также сравнивать их размер с Боровским радиусом зкситона — квазичастицы, пары электрон-дырка, существующей за счет кулоновского взаимодействия противоположно заряженных носителей после фотовозбуждения или иного воздействия, приводящего к их генерации в полупроводнике.

Здесь следует сделать уточнение относительно термина «экситон». Для объемных полупроводников устоявшимся является значение, что экситон — это связанное состояние пары электрон-дырка, существующее в полупроводнике за счет этой энергии связи (обычно малой для существования экситонов при комнатной температуре). Пояснення по поводу использования термина для наноразмерных систем даны в [9]. Экситон как пара электрона и дырки, как возбуждение в наноразмерных системах, отличается от классического экситона в полупроводнике тем, что не имеет водородоподобных уровней. Но в квантовых точках и других наноразмерных системах существует именно связанное состояние электрон-дырка, причем энергия связи для наноразмерных систем сильно повышается. Относительно недавно было произведено непосредственное экспериментальное определение [10].

Соотношения между размерами нанокристалла и боровскими радиусами электрона, дырки и экситона определяют режим ограничения носителей [11, 12]. Строгим (сильным) ограничением называют случаи, когда размер нанокристалла полупроводника меньше всех трех радиусов частиц. Второй случай, случай слабого ограничения — только характерный радиус экситона больше размера нанокристалла. Третий — ограничение существует только для электрона или дырки (промежуточный режим). Для Сс18е боровский радиус экситона составляет 5.5 нм, и при размерах кристаллита Сс18е, меньших приведенного, получается квантовая точка. Получающиеся в синтезе нанокристаллы СсШе могут быть как больше, так и меньше этого радиуса. Для СиС1 боровский радиус составляет 0.7 нм, все нанокристаллы находятся в режиме слабого ограничения [1].

В режиме ограничения изменяются положения уровней для электронов и дырок вместе с эффективной шириной запрещенной зоны (разница между верхним уровнем для дырок и нижним для электронов), и некоторые другие характеристики кристалла. При этом уменьшение размера больше влияет на положение зоны проводимости. Как пример, на рис. 2 приведена энергетическая диаграмма квантовых точек СсГГе [13].

Е,)В.

0.5.

И' Ь1 I 2.

И1 Ь1 4.

Рис. 2. Схема уровней электрона и дырки в НК СсГГе, <1: 1, 1.25, 1.5, 2 нм, оо (объемный) [13].

На спектрах поглощения прекрасно виден рост эффективной ширины запрещенной зоны, например, для Сёве (рис. 3). При уменьшении размера спектры экситонного поглощения сдвигаются в голубую область. Отметим, что из-за полидисперсности образцов спектры пики на спектрах поглощения уширены.

УЗЛ «Ж ¿-Ай №.

Д Ш1ГЛ.

Рис. 3. Спектр поглощения квантовых точек Сс[8е (от а) к г) — увеличение размеров) [14].

В качестве конечной иллюстрации происходящих изменений при переходе от объемного полупроводника к КТ можно использовать рис. 4.

Ед (объемный).

Еа (Ю) 1Р№) .Ю (Ь> f Энергия.

Ед (объемный) Ед (КТ).

Рис. 4. Схема-сравнение объемного полупроводника и КТ [1].

Не останавливаясь подробно на наблюдаемых эффектах и свойствах таких структур, перейдем к простейшему математическому описанию.

Вывод (здесь приводится в изложении [1] и [15], см. также [11, 12]) предполагает использование модели частицы с массой то (электрона, дырки) в потенциальной яме, пространственно представляющую из себя сферу радиусом а, что похоже на типичную форму коллоидных квантовых точек, с бесконечными стенками. Хотя в реальных объектах яма имеет конечную энергетическую глубину, она достаточна для использования данной модели. Кроме того, как показано в [16], глубина зависит лишь от энергии внешней среды и эффективной ширины зоны и поддается вычислению. Зависимость потенциала такой ямы от расстояния г от центра ямы:

0,г<�а, ч.

1.2) г>а.

Решением уравнения Шредингера для такой системы являются волновые функции.

Чип [17]: сшш (1.3), фп1, Лг, е, ф) = с г где г, 0, ф — расстояние до точки отсчета координат, зенитный и азимутальный углы соответственно, С — константа нормализации, 4&trade-(6,ф) — сферическая гармоника, // -сферическая функция Бесселя 1-порядка, причем:

1−4), а где, а — нули функции Бесселя, а — радиус потенциальной ямы. Энергия частицы записывается так: nXj h2ccl.

1.5) где Й — рационализированная постоянная Планка.

Из-за симметрии задачи функции Ф являются простыми атомоподобными орбиталями с квантовыми числами п (1,2,3.), 1(з, р, с1.), т. Допустимые энергии Е частицы фактически идентичны кинетической энергии свободной частицы, с той разницей, что волновой вектор к поэтому зависит от радиуса сферы.

Мы рассмотрели частицы в пустой сфере с постоянным потенциалом. Для перехода к нанокристаллам полупроводников следует использовать ряд приближений. Первым является приближение эффективных масс для объемного кристалла полупроводника [4]. Согласно теореме Блоха, волновыми функциями носителя заряда в таком кристалле являются: где un k — функция периодичности кристаллической решетки, n, k — обозначения функций по индексу зоны и волновому вектору к. Данные функции обычно описывают на зонной диаграмме, в виде зависимости допустимых значений Е от вектора к (к в квантовомеханическом описании — аналог момента импульса частицы). В приближении эффективных масс зависимость Е (к) является параболической вблизи к = О (рис. 5). является квантованным. Также следует отметить, что энергия строго пропорциональна 1/а2 и.

X?"k® = unk{7)-exv (ik-r).

1.6),.

E (k) электрон hv дырка.

Рис. 5. Зависимость Е (к) в параболическом приближении вблизи к=О [1].

Энергии отдельных электрона Еск и дырки Е в приближении эффективных масс (т'гц и mveff) для полупроводника с запрещенной зоной шириной Eg: к2 ti2 к2 h2 E?=^4- + Eg, E?=-^- (1.7). m eff 2m eff.

Последнее используемое приближение, справедливое в случае, когда размер нанокристалла много больше периода решетки, — это рассмотрение нанокристаллов как объемного полупроводника. В этом случае возможно использование линейной комбинации функций Блоха для выражения волновых функций: г) = ?С^(г).ехр (Ьг) (1.8) к.

Здесь Cnk — нормировочные коэффициенты, введенные, чтобы сумма удовлетворяла условию сферичности нанокристалла. Учитывая, что и имеют низкую зависимость от к: ия0(г)1Спк{7) ¦ expQk ¦ г) = un0®fsp® (1.9) к.

Здесь fsр является фактически функцией стоячей волны, a u® можно определить как линейную сумму атомных орбиталей. Проблема свелась к нахождению функций/для каждой частицы, и она уже решена выше для случая бесконечной потенциальной ямы.

Между электроном и дыркой присутствует кулоновское взаимодействие, приводящее к образованию состояний связанных электрона и дырки (экситона). В случае малого нанокристалла (режим строгого ограничения) кулоновские силы являются второстепенными (член с 1/а2 вносит больший вклад, чем 1/а). Энергии Eehp для такого связанного состояния можно найти из выражения волновой функции состояниясама она аналитически выражается с использованием волновых функций электрона и дырки по формуле 1.9. Опуская подробный вывод, рассмотрим конечный результат:

Echp (nhlhnjc) = Eg+ +^A ~EC (1.Ю).

2a [ meff meff J.

Здесь Ec — линейная поправка на кулоновское взаимодействие, которое для объемного CdSe невелико — порядка 16 мэВ. Общее обозначение состояний экситона — п^ьп^е, например, наинизшее по энергии состояние, называемое также краевым экситоном, — lShlSe. В случае, когда электрон находится в состоянии lSe, кулоновская поправка записывается как 1.8е2/еа. Более простой вид для выражения 1.10 для S-состояний (1=0) [2, 11]:

Е = Eg + h2n2/8jje+ha2 + 1. 8e2/sa (1.11) где — приведенная масса электрона-дырки. Зависимость энергии первого перехода Е (п=1) от размера нанокристалла, а приведена на рис. 6.

2,5сп о ш" .

2,0.

-.-,-.-1-,-,—.

2 3 4 5 размер, нм.

Рис. 6. Энергия сферических нанокристаллов Сс1Яе с размером а, рассчитанная по 1.11.

Эта зависимость может использоваться для оценки размеров квантовых точек по их оптическим спектрам поглощения и люминесценции, из которых легко определить энергию низшего 1 Бь-1 Зе перехода в КТ. Следует отметить, что для точного определения средних размеров КТ по спектрам поглощения и люминесценции необходима калибровка размера КТ, например, по данным просвечивающей электронной микроскопии. В литературе есть сведения о 4-х выполненных калибровках для КТ СсЙе [14, 18−20]. Одной из первых была калибровка 1998 года [18], состоящая из 15 измерений, показывающих зависимость положений максимумов поглощения и люминесценции от размера. В основном, ее использовали для оценки среднего размера частиц по максимуму люминесценции. Авторами [19] позже был собран накопившийся калибровочный материал [14, 18, 20] и на основе этого материала и собственных измерений была построена наиболее используемая сейчас калибровка размера Б по максимуму поглощения А. в нм, описываемая эмпирическим полиномом 4-й степени:

О = 1.6122- Ю'4 — 2.6575- 10″ 6А, 3 +1.6242- 10″ 3Х2 — 0.4277Х+41.57 (1.12), но по форме близкая к теоретической зависимости. Калибровка приведена на рис. 7- отмеченные экспериментальные точки наглядно демонстрируют точность калибровки (± 0.1 нм) и границы применения. Недавно выполнено уточнение для более точного определения размера [21]- пока нет статей, где бы применялся подход и калибровка [21]. Однако в этом обзоре присутствует важное утверждение, подтверждаемое практикой: спектроскопия поглощения — едва ли не лучший способ харакгеризации размеров частиц, по сравнению с ПЭМ (из-за ограниченного числа наблюдаемых объектов).

2 о 1 6 Ф.

I 4.

СО 0 2.

300 500 700.

Длина волны максимума поглощения, нм.

Рис. 7. Зависимость из [19], используемая для определения среднего размера КТ Сс18е.

Из выполненного выше нахождения волновых функций электрона и дырки (1.9) можно найти правила отбора для оптических переходов, найдя условия, при которых тот или иной оптический переход имеет ненулевую вероятность [1, 15]. Вывод правил отбора [1] дает простые соотношения Дп=0 и Д1=0. Переходы, не соответствующие этим правилам, будут иметь низкую вероятность и, следовательно, низкую интенсивность на спектрах поглощения. Более детальное рассмотрение проблемы снимает ограничение по п, и в реальных спектрах поглощения наблюдаются переходы с Дп^О, хотя и с меньшей относительно других интенсивностью. В статье [22] (ранее в [23]) подробно отнесены несколько первых переходов в спектрах поглощения КТ СёБе разного размераспектры показаны на рис. 8. Видно, что по мере увеличения дисперсии по размерам многие переходы становятся малоразличимыми. В теории взаимодействия излучения с веществом [24] вводится понятие силы осциллятора//2, для энергетических переходов по типу электрического диполя-осциллятора между состояниями 1 и 2 с энергиями Е1 и Ег. Это безразмерная величина, характеризующая «силу» того или иного перехода, показывающая, насколько велик его вклад во взаимодействие со светом. Для квантовых точек сила осцилляторов растет от низшего 18−18 к более высоким переходам [1]- также по расчетам [25] сила осциллятора одноэлектронного перехода может быть более 1 (значения порядка 1 являются типичными — [1, 26]). Поглощение света при внешнем возбуждении является вынужденным процессом, а испускание является спонтанным вероятностным процессом. Это означает, например, что испускание от набора единичных осцилляторов будет протекать по экспоненциальному закону затухания, с характерным временем жизни т. Вероятности переходов в единицу времени определяются коэффициентами Эйнштейна. Для разрешенных атомных оптических диполь-дипольных переходов они составляют 108−109 с" 1. Коэффициент Эйнштейна А21 для спонтанной эмиссии: ег (02.

Т 2лтс.

1.13).

Здесь х — характерное время жизни для спонтанного излучательного перехода Ет > В,/л=/12 сила осциллятора этого перехода, Ше, е — масса и заряд электрона, (СНЕ2-Е1//г — частота испускаемого кванта, с — скорость света в среде. Сила осциллятора /21, согласно золотому правилу Ферми для КТ, увеличивается с увеличением интеграла перекрывания волновых функций. С ростом со растет и вероятность излучательного перехода. I.

1 1 1 1 1 1.

К 1 21НП1Д,. М'"> у гчйиитл?

— | 1И.Ч. II',.411) 1 Ь с) — lj. il". 1Ч", ии? , 4 5 1 1.

2 :4 гл).:

Энергия фотона, эВ.

Рис. 8. Спектры поглощения КТ СсШе разного размерана рисунке показаны обозначения нескольких первых оптически активных переходов [22].

В объемном полупроводнике поглощение света нарастает по мере уменьшения длины волны и приближения к краю зоны с энергией Eg в результате быстрого увеличения плотности доступных состояний. Форма кривой на спектре поглощения следует из закона дисперсии для простейшего случая межзонного перехода в параболическом приближении зон: а~(Е8-Лу)т/2, (1.14) где т = 1 для обычных прямозонных полупроводников [4], 3 и более для других случаев. Формулу 1.14 можно использовать для отнесения полупроводников к тому или иному типу.

Форма поглощения аналогична как для чистых полупроводников, так и для твердых растворов с прямой зонойразница лишь в положении начала краевого поглощения. Для твердых растворов может быть справедливо правило, согласно которому твердого раствора есть линейная комбинация из ширин запрещенных зон двух компонентов, помноженных на их мольные доли [4].

В КТ поглощение можно описать рядом уширенных гауссианов, соответствующих дискретным переходам (рис. 9). Такое поглощение характерно для КТ с некоторой дисперсией по размерам, сильно влияющей на уширения всех переходов (сильнее влияние заметно для переходов с большими п и 1). Также очевидно, в области более высоких энергий число состояний уже велико. Не последнюю роль играет принцип неопределенности времени-энергии: переходы в области высоких энергий имеют большую силу осциллятора и малые времена жизни, а значит, естественно уширены. Из уширения для, например, 18−18 перехода, можно определить дисперсию по размерам Ля [22]. Дисперсия в эВ, Г-, для перехода с энергией Е- (полуширина на полувысоте):

Г, =2 (1.15).

Отсюда можно получить стандартное отклонение для радиуса КТ 5к = Дя/Я, если в образце распределение по размерам можно описать гауссианом.

Рис. 9. Аппроксимация спектра поглощения КТ с первым экситонным пиком 2.18 эВ набором уширенных гауссианов, соответствующих разным переходам (первые три пика — 18С-1 Бьз/г, гве-гвмя, 1Ре-1РьЗ/2) [27].

Первый экситонный пик поглощения практически полностью определяется 18−18 переходом. Авторами [19] найдена практическая зависимость коэффициента экстинкции для этого перехода (см. рис. 10). С ее помощью возможно определения числа ядер КТ в растворе, с точностью до 30%, исходя из спектров поглощения. Также можно использовать тот факт, что поглощение КТ в УФ диапазоне (~ 300−450 нм — от начала поглощения органическими молекулами до видимого диапазона) стремится к таковому для объемного полупроводника [21], и значит, определяется только «объемом», числом структурных единиц СсКЗе в растворе. Подробнее об использовании написано в обзоре [21], авторы которого утверждают, что определение концентрации частиц по поглощению в УФ много точнее.

2 8 о ю 4 о.

V.^ си.

Рис. 10. Экспериментальная зависимость коэффициента экстинкции КТ Сс15е от размера частиц ё, первый экситонный переход.

Сразу после поглощения кванта света генерируются возбужденные носители и затем образуется пара электрон-дырка [1]. В случае высокой энергии кванта свега возможно возбуждение переходов высоких порядков. За время порядка пикосекунды носители релаксируют на базовые уровни энергии. Традиционный механизм релаксации — через испускание продольных оптических фононових энергия порядка 25 мэВ в Сс18е. По-видимому, релаксация дырки (её «всплытие») происходит по данному механизму. Большое кол-во дырочных уровней в КТ и, главное, малое расстояние между ними, способствует этому. Уровни электрона отстоят на гораздо большем расстоянии — десятые доли эВ — и могут релаксировать только через одновременное испускание нескольких фононов (проблема бутылочного горлышка). Если бы это было так, времена релаксации электронов были бы много больше долей пикосекунды. Предполагается, что избыточная энергия возбужденного в КТ электрона диссипирует за счет внутреннего оже-процесса с возбуждением дырки. В результате упомянутых процессов через несколько пикосекунд после возбуждения в КТ остается лишь низшее по энергии состояние экситона, которое мы и наблюдаем в люминесценции.

1 нм.

Рассмотренная модель [1] применима также и для КТ с формами, несколько отличающимися от сфер, по крайней мере, для простых расчетов на реальных объектах. Для нанокристаллов халькогенидов кадмия, имеющих иную форму — наностержни (нанокристаллы с толщиной квантовых точек и значительными длинами по одной из осей роста), тетраподы (сростки 4-х наностержней-рук в форме высот тетраэдра) — данная модель неприменима напрямую, требуются более сложные модели [9]. Естественно, дискретные уровни остаются. Есть ряд теоретических расчетов и практических наблюдений, характеризующих нанокристаллы в форме стрежней [28] и тетраподов [9], и ими можно воспользоваться при отсутствии адекватной модели. По мере удлинения наностержня происходит переход от ОБ к квази-Ш режиму ограничения носителей, что выражается в увеличении числа допустимых уровней по сравнению с (Ш случаем. Это проявляется в спектрах поглощения, на которых, однако, все равно остается заметный 1-й экситонный пик поглощения, положение которого в большей степени определяется толщиной стержня, а не его длиной. Аналогично сферической КТ, можно построить модель цилиндрической потенциальной ямы, подтверждающую большее влияние толщины стержня [29]. Сделанные ранее практические наблюдения [28] говорили о сложности количественного описания и возможность качественного описания по толщине стержня при соотношении длина-толщина менее 1.3- также показано, что при больших соотношениях сторон и длинах стержней, превышающих 5.5 нм, их длина слабо уменьшала ширину запрещенной зоны. Другие свойства наностержней нас не интересуют, следует лишь упомянуть практически значимый факт сильной поляризации люминесценции наностержня ввиду существования преимущественной ориентированности кристаллической решетки «палочек» в образцах. Свойства тетраподов похожи: также присутствует 1-й экситонный пик поглощения, положение которого определяется толщиной ядра и рук и не зависит от их длины (если их длина большая) [30], пространственное распределение носителей весьма симметрично, остальные части спектра поглощения следуют вслед за обычными сферическими КТ. Локализация носителей согласно теоретическим расчетам необычна [9, 31] — функции электрона находятся преимущественно внутри ядра, а дырка проникает в отростки. Коэффициент поглощения высок по сравнению с КТ диаметром с отросток (ввиду большего числа слагающих тетрапод атомов [21]) и является экспериментально неопределенной функцией многих параметров [30].

Как изменяется Eg для частиц, близких к сферическим (т.е. не являющихся мультиподами и палочками, а, например, эллипсоидами, кубами, пирамидами)? В общем случае, при небольших отклонениях от сферической формы, определяющим является только количество атомов в частице, согласно расчетам, выполненным в [32].

С применением модели носителей в потенциальной ямс при описании реальных спектров поглощения и особенно люминесценции возникнут сложности, если не сделать несколько более реалистичное описание зонной структуры для КТ А2В6. Так, в СёБе состояния электрона происходят из э-атомных орбиталей кадмия, а состояния дырки — из р-орбиталей селена Электронные состояния хорошо описываются в параболическом приближении эффективных масс, а дырочные состояния, шестивырожденные вблизи к=0 в СёБс, требуют другого описания. В алмазоподобной структуре сфалерита дырочные состояния при к=0 расщепляются на рЗ/2 и р½ подуровни (1=1, 5—½). Величина расщепления велика из-за большого спин-орбитального взаимодействия в Сс18е [33] и составляет величину порядка 0.4 эВ. Вдали от к=0 рЗ/2 также расщепляется на 2 подуровня, с числами 1+з=±3/2 и 1+з=±½. Состояния дырки обозначаются как тяжелая дырка, легкая дырка и спин-отщепленная дырка (А, В и С). В реальной структуре СёЭе (вюрцит, гексагональная симметрия) между тяжелой и легкой дыркой из-за расщепления кристаллическим полем присутствует разница по энергии Д^ порядка 25 мэВ [34]. Величина расщепления в КТ СёЕ (С<1-На1с) зависит от формы частиц, и при некоторых условиях (маленький размер, эллипсоид) может поднять 18 111/2 уровень наверх [35]. В обычных КТ СёБе базовым дырочным состоянием является 1 БЬз/г [35]. Схематически 1состояния изображены на рис. 11.

Рис. 11. Схема расщепления уровней дырки в полупроводнике со структурой вюрцнта.

В силу названных причин 1S-1S экситон расщепляется на светлые экситоны и ряд оптически темных состояний, которые не в состоянии высветить ввиду необходимости одномоментного рождения нескольких фотонов [1, 36]. Первое такое состояние имеет энергию на несколько мэВ ниже основного светлого экситона. Переход между состояниями возможен за счет процессов изменения спина носителей и достаточно быстр при комнатных температурах. Существованием темных экситонов объясняется ряд эффектов, например, большое время жизни экситонной люминесценции при гелиевых температурах [37].

Разница между энергиями тяжелой и легкой дырки за счет спин-орбиталыюго взаимодействия и расщепления кристаллическим полем приводит к стоксовому сдвигу люминесценции относительно первого экситонного пика поглощения. Его энергия порядка 10−30 мэВ. [38]- он наблюдается при резонансном возбуждении 1S-1S перехода в спектроскопии возбуждения [27]. В англоязычной литературе такой сдвиг называют резонансным стоксовым сдвигом (resonant stockes shift) — существует также понятие нерезонансного стоксова сдвига, того, что реально наблюдается при возбуждении светом с произвольной длиной волны, разница по энергии между первым экситонным пиком поглощения и максимумом экситонной люминесценции. Разница доходит до 100 мэВ для КТ CdSe [1]. Точные его причины в литературе не найдены. К его появлению могут приводить ряд факторов, как структура дырочных уровней и ее зависимость от размера, формы и кристаллического совершенства КТ, мелкие ловушки около электронного уровня (безусловно присутствующие в КТ CdSe, как и в объемном полупроводникепо данным [39] их энергии составляют 10−60 мэВ ниже дна зоны проводимости) — вклад полидисперсности образцов невелик [38]. Можно упомянуть некоторые экспериментальные факты. Например, в КТ CdSe с размером около 2 нм и менее он велик [40, 41] и даже увеличивается в процессе отжига и рекристаллизации образцов [41]. Также известно, что он мал для КТ большого размера [1, 38]. Есть сообщения, что точные расчеты расщеплений приводят к экспериментально наблюдаемым значениям [40].

Заслуживает упоминания, что в случае возбуждения нескольких экситонов в одной КТ возможен «внешний» оже-процесс, приводящий к релаксации энергии за счет выброса носителя в матрицу [42, 43]. Время жизни двух экситонов в точке значительно меньше времени жизни одного, а энергия от его рекомбинации в 2−3 эВ может быть достаточной для эмиссии свободного электрона (или другого носителя — дыркиоднако захват электрона считается более вероятным ввиду его большей подвижности) от первого возбуждения в ловушку в матрице. Хотя вероятность этого процесса мала, после него квантовая точка переходит в «выключенное» неизлучающее состояние, нока посредством туннелирования заряд не станет нейтральным. Это, по одной из теорий, приводит к известному явлению мерцания" люминесценции отдельных КТ [1]. Существуют и другие теории, объясняющие, почему КТ может стать «выключенной» на времена разных порядков — от не до мс [44], с участием поверхностных дефектов.

Рассмотрим подробнее люминесценцию. После поглощения кванта света носители ыстро термализуются и приходят в основное состояние. КТ находится в возбужденном состоянии. Люминесценция спонтанна и является лищь одним из механизмов перехода КТ в невозбужденное состояние. За время, необходимое для излучательной рекомбинации, возможны процессы неизлучательной рекомбинации. Если люминесценция запрещена темный экситон), то возбужденное состояние будет метастабильным какое-то время, пока за счет взаимодействия с фононами оно не высветит. Естественно, излучательная рекомбинация конкурирует с неизлучательными процессами, значит, если она невозможна, а неизлучательные процессы быстры, излучения мы не увидим. При низких температурах езизлучательные процессы замедляются. Этим объясняются большие времена жизни люминесценции при низких температурах — до нескольких мке по данным [37, 42]. В последней статье авторы определили предельное время существования экситона в коллоидных КТ Сс18е при низких температурах, составившее 1 мке (здесь стоит сделать ремарку, авторы [37] использовали структурно совершенные КТ, хорошо стабилизированныесмешение состояний за счет селеновых ловушек для дырок на поверхности КТ может понизить время жизни темного экситона на 3 порядка — см. далее в.

45]) Однако при комнатных температурах процессы протекают с участием светлого состояния экситона. По идее, в спектре люминесценции должен присутствовать один экситонный ник, затухающий со временем по экспоненте. Время жизни люминесценции.

Должно определяться силой перехода 18−18. По минимальным оценкам время жизни экситона в КТ велико — сотни икс [46]. За такое время возможны процессы передачи возбуждения и безызлучательной рекомбинации. Важно отметить, что при возбуждении в УФ квантовый выход люминесценции меньше, чем при возбуждении первых экситонных переходов [27] - это также можно описать «нагревом» КТ и усилением неизлучательных процессов.

В реальных спектрах люминесценции кинетика ее затухания не описывается простой экспоненциальной зависимостью, пракшчески всегда можно выделить как минимум две экспоненциально затухающие компоненты [46] - быструю и медленную. Времена жизни.

21 люминесценции для КТ СсШе могут составлять от 1 до 50 не по данным [47] К примеру, в [37] приведены времена затухания люминесценции, составляющие 2−5 не для быстрозатухающей компоненты, связываемой непосредственно с рекомбинацией экситона, и 15−25 не для медленной. При увеличении квантового выхода КТ наблюдалось увеличение отношения интенсивностей быстрой компоненты к медленной. Происхождение последней связывают с участием поверхностных дефектов в процессе излучения. Существенно разные времена свидетельствуют о разных механизмах, вовлеченных в люминесценцию. Более подробно экситонная люминесценция рассмотрена в [21, 47]. В [47] в качестве доказательства происхождения быстрой компоненты приводится зависимость времени и интенсивности от размера КТ. Время незначительно возрастало, согласно теоретической зависимости. Для второго типа затухания, прежде всего, отмечают падение интенсивности медленной компоненты с увеличением размера, т. е. с уменьшением доли поверхностных ловушек. В [21] выполнены некоторые численные расчеты по большому массиву экспериментальных данных, и найдена зависимость времени жизни экситонной люминесценции (без участия дефектов) — минимальное значение — от долей и единиц не. Форма получившейся зависимости — золотое правило Ферми с уточнениями, с линейной зависимостью вероятности испускания от энергии экситонной люминесценции.

Более точного описания, особенно с учетом мультиэкспоненциального затухания, в литературе на данный момент не найдено. Неясно, например, является ли первая быстрая экситонная компонента «чистой» ввиду большой разницы во временах жизни экситонной люминесценции, приводимых разными авторами. Есть и указания на присутствие более двух компонент во времяразрешенных спектрах затухания люминесценции, но какие дефекты участвуют в процессе люминесценции точно не установлено. Тем не менее, исходя из объема экспериментальных данных в [21], можно считать характерное время экситонной рекомбинации для КТ Ссйе в диапазоне 1−10 не. Более медленно затухающие компоненты, очевидно, результат процессов с участием поверхностных состояний. Кроме того, по сообщению авторов [48], сделавших большую массу измерений с одиночных нанокристаллов, в люминесценции КТ есть более длительные компоненты (более 50 не), которые затухают медленнее, чем по экспоненте. Авторы описывают затухание степенным законом, причем распределение характерных времен в нем коррелирует с мерцанием КТ, что наводит на мысль о связи процессов, участвующих в мерцании, и долгоживущей люминесценции.

С момента первого синтеза ККТ Сс18е известно о присутствии в спектре люминесценции длинноволнового красного пика, сдвинутого на 0.6 эВ ниже по энергии от экситонного пика [49]. Авторы связали его прежде всего с непассивированным селеном на поверхности КТ, т. е. с оборванной связью. Именно из существования неэкситонной люминесценции в КТ и больших времен жизни люминесценции следовало существование неких уровней ловушек между уровнями электрона и дырки — см., например, работу [50], посвященную красной полосе люминесценции Ссйе. Основной механизм передачи возбуждения на ловушки — переход носителя и его локализацияпереход происходит крайне быстро [1, 49], за времена, меньшие времени экситонной люминесценции. Так как состояния являются локализованными, можно на качественном уровне говорить о падении перекрывания волновых функций в случае захвата и уменьшении вероятности излучательной рекомбинации, что также ведет к увеличению времени жизни люминесценции с этих уровнейестественно, при наличии путей диссипации энергии с этих ловушек доля излучательных процессов будет низка.

Существование глубоких и неглубоких уровней в КТ естественно: доля поверхностных атомов огромна и доходит до 50% уже для 2 нм КТ. Очевидно, что на поверхности КТ могут присутствовать координационно-ненасыщенные атомы Бе и С<1, особенно в случае неполной пассивации. Они могут давать свой вклад, являясь донорами или акцепторами электрона/дырки. В литературе обычно говорят о присутствии оборванных связей селена для нестабилизированных атомов Бе на поверхности. Есть данные о ловушках 20−60 мэВ ниже зоны проводимости в объемном Сс18е [39].

Кроме того, как показала фотоэлектронная спектроскопия, выполненная еще в 1994 для КТ СсБе/ТОРО [51], поверхность КТ окислена, на ней неизбежно присутствует кислород, предположительно, в виде БеОг. Отмечается также пониженная интенсивность экситонной люминесценции для образцов, не подвергавшихся действию кислорода воздуха. Возможная причина — как раз в образовании оксидов на поверхности с заменой одного типа поверхностных ловушек на другие, не тушащие люминесценцию так сильно [52]. В работе [53] исследовалось влияние кислорода на люминесценцию КТ Сс18, синтезированных в окгадецене с олеиновой кислотой в качестве стабилизатора. Применялось также засвечивание УФ-светом. Найдено, что вне зависимости от облучения (т.е. даже в темноте), кислород адсорбируется на поверхности КТ, формирует слой оксида и эффективно пассивирует их. Изначально КТ имели слабую оранжевую люминесценцию, связанную с дефектами на поверхности, затем, по мере поглощения кислорода, у КТ появлялся синий экситонный пик, интенсивность которого нарастала по мере окисления. Однако при длительном недельном окислении они растворялись, видимо, за счет распада неплотного оксидного слоя.

Многие типы поверхностных дефектов и положение (глубоких) ловушек, которые они привносят в энергетическую структуру КТ, можно определить с помощью электрохимических методов исследований потенциалов в ионных жидкостях, что и было выполнено в ряде работ 2001;2008 годов. Резюме результатов исследований представлены на рис. 12 [54]. Данные в работе [54] соотнесены с предыдущими исследованиями по темемы будем руководствоваться именно этой работой. Цифрами обозначены: 1,3 — дивакансия селена [55], 2 — вакансия селена [56], 4,5 — кислород на поверхности в разных формах [57−61], 6, 7 — Сё-Бе дивакансия [41, 62]. По энергиям: 1: 0.11−0.15- 2: 0.21−0.33- 3: 0.4−0.47- 4: 0.640.70- 5: 0.95−1.05- 6: 1.15−1.45- 7: 1.35−1.66 эВ от уровня проводимости. Три основных типа дефектов, по мнению авторов [54], представлены в виде схемы на рис. 13. Так как поверхность КТ относительно большая, и может включать несколько типов дефектов, можно говорить о существовании набора примесных уровней в каждой КТ, с указанными интервалами энергии. Набор и количество примесных уровней уникально для каждой КТ, и зависит от способа получения и состояния поверхности. уровень вакуума.

— 3,5.

СО ш.

— 4,0.

— 5,0.

— 5.5валентная зона.

Рис. 12. Интервалы положений разных типов дефектов в КТ СбБе и их отнесение с данными по объемному материалу. Отсчет от нижнего из электронных уровней: 1,3 — дивакансия селена 0.11−0.15, 0.4−0.47 эВ [54, 55]- 2 — вакансия селена 0.21−0.33 эВ [54, 56]- 4,5 — кислород на поверхности в разных формах 0.64−0.70, 0.95−1.05 эВ [54, 57−61]- 6,7 Сё-Бе дивакансия.

1.15−1.45, 1.35−1.66 эВ [41, 54, 62].

Помимо дефектов на поверхности КТ, большое влияние на поверхность и свойства КТ оказывают лиганды-стабилизаторы. Сообщения о влиянии стабилизатора разных типов несколько противоречивы [63]. Замена лигандов незначительно сказывается на спектрах поглощения и практически всегда приводит к уменьшению люминесценции, особенно при замене на лиганд другого типа. Причиной, скорее всего, является недостаточная стабилизация поверхности после замены лиганда. По тем же причинам может происходить уменьшение люминесценции после осаждения КТ, покрытых TOPO, спиртами [63]. Ряд лигандов являются сильными донорами или акцепторами носителей. Яркий примерпиридин [64]. Он является акцептором дырки, за доли пикосекунды после фотогенерации принимающим ее на себя, что используется в спектроскопических исследованиях. Помимо этого, пиридин легко удаляется простым испарением с поверхности (на воздухе, в вакууме), что используется при подготовке образцов в ряде исследований. Для КТ CdSe, синтезированных с использованием TOPSe, важным является факт влияния TOPSe на красную люминесценцию. По мнению авторов [63], именно стабилизация поверхности КТ CdSe ТОР с образованием связи Se-P, приводит к появлению глубокого примесного уровня, ответственного за красную люминесценции. Авторы сделали вывод по изменению ее интенсивности при отжигах с TOPSe. Однако сообщения о красном пике люминесценции есть и в системах, где TOPSe отсутствует как прекурсор/стабилизатор, поэтому не обязательно связывать люминесценцию с дефектов именно с TOPSe [1]. Возможно, реакция поверхности КТ с TOPSe или другим прекурсором Se ведет к образованию излучающих поверхностных состояний.

АГ I.

Рис. 13. Схематическое изображение поверхности КТ СсЙе/ТОРО. А), В) — вакансии, С) кислородный дефект [54].

В работе [65] подведены некоторые итоги изучения поверхностных дефектов и связываемой с ними длинноволновой полосы люминесценции. Однозначно, что красная люминесценция связана с глубокими уровнями поверхностных дефектов, однако на данный момент нельзя точно приписать ее тому или иному дефекту, хотя бы потому, что все типы дефектов и конфигурации атомов на поверхности не описаны. Непонятно, какие из присутствующих на поверхности дефектов являются излучающими.

Однако в экспериментальной части [65] дано сравнение с полосами неэкситонной люминесценции объемного CdSe (El и Е2, см. рис. 14), связываемыми с рекомбинацией частично-локализованных электронов с неглубоких ловушек и дырок с глубокого дырочного уровня от VCj, или же с рекомбинацией носителей на донорно-акцепторной паре от дивакансии Vbvi — Vaii в А2В6 (ориентированной либо по, либо перпендикулярно оси с в структуре А2В6-вюрцит). Возможно, аналогичные дефекты участвуют в неэкситонной люминесценции КТ. Полосы неэкситонной люминесценции двигаются вместе со смещением экситонной люминесценции при изменении размера КТ. Квантово-размерный эффект,-как отмечается авторами, проявляется в гораздо меньшей степени для сильно-локализованных носителей, захваченных дефектами, но не для слабо локализованных электронов. Модель с участием глубокого уровня для дырки и мелкой ловушки для электрона находит свое, подтверждение и в более ранних работах [66].

В работе [65] приведено оригинальное исследование люминесценции в диапазоне температур 80 — 300 К. При 140К и выше неэкситонная люминесценция тушится, спадая на порядок при комнатной температуреавторы связывают это с нарастанием безызлучательных процессов рекомбинации с участием фононов. Интересна зависимость: суммарная интенсивность экситонной и неэкситонной люминесценции при 80 К — величина постоянная, зависящая от возбужденияпри более высоких температурах эта зависимость не наблюдается. Однако при всех температурах наблюдается одинаковая линейная зависимость интенсивности экситонной и неэкситонной люминесценции от интенсивности возбуждения.

Естественно, что присутствие поверхностных дефектов и большого кол-ва примесных уровней для каждой конкретной КТ означает малую вероятность излучательной рекомбинации экситона, следовательно, низкий квантовый выход экситонной люминесценции. В ансамбле КТ большая часть КТ будет постоянно рассеивать энергию фотовозбуждения неизлучательным образом после попадания носителей на глубокие ловушки, и лишь малая часть из КТ будет иметь возможность для излучательной экситонной рекомбинации. При этом, часть КТ, имеющих определенные дефекты, будет высвечивать в более длинноволновой области за счет рекомбинации носителей на ловушках. Ввиду локализации носителей на поверхностных ловушках может быть справедливо известное соотношение [67] для длинноволновой полосы люминесценции:

Ьу = Eg — + О-) + е2/ЕЦ (1.16) где О" и Б" - глубины электронных и дырочных ловушек, с — заряд электрона,? -диэлектрическая проницаемость, Ь — геометрическое расстояние между центрами, на которых произошел захват носителей. Важно отметить, что ввиду быстроты захвата носителей на глубоких ловушках и невозможности его возвращения на уровни КТ, вероятность использования каждой конкретной КТ 2-х и более путей излучательной рекомбинации мала [68]- есть несколько указаний (в работах по изучению люминесценции с единичных КТ [68]), что на практике используется только один определенный (экситонный или «дефектный») канал излучательной рекомбинации. Для повышения квантового выхода экситонной люминесценции желательно создать надежную защиту поверхности КТ, устранив дефекты. Е 4−1 I.

13 IО е 5−1 о 0 1 ш 0 X 1 I о.

Объемный Сс)5е К1 ч, ЕКХ.

80 К р2 / к 1 — / I «1>-А I * 20 Г * 1 I ,'1.

У'1 / !! I !

1−1-1−1-1−1-1−1-1-I-Г¹-I-1−1-1-I.

0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 2.2 2.4.

Рис. 14. Полосы люминесценции объемного СёБе при 80К [65].

Для защиты КТ от окисления и для пассивации поверхности на них можно нарастить слои другого полупроводника. Такие КТ называют гетероструктурами типа ядро-оболочка (в данном случае понятие оболочка относится к слою другого полупроводника, имеющего вклад в электронно-дырочную структуру КТ, а не к оболочке-шубе из стабилизатора). Чтобы такая структура получалась при синтезе, необходимы близкие по параметрам элементарной ячейки материалы. После наращивания оболочки на поверхности ядра не остается атомов с оборванными связями, хотя возникает некоторое напряжение из-за возможного несоответствия параметров решеток. Соотношения по энергиям зон этих полупроводников влияют на поведение носителей после возбуждения. На рис. 15 показаны два типа гетероструктур КТсхема взята из статьи [42], где рассмотрены свойства КТ ядро-оболочка второго типа. тип I тип II.

СйТе СйЭв.

СсШе гпэ в*.

Ь* и и.

Рис. 15. Схематический пример КТ ядро-оболочка двух типов.

Различия между ними заключаются в отсутствии или присутствии разделения зарядов после возбуждения. Пассивация поверхности КТ СёБе широкозонными полупроводниками с верхом валентной зоны ниже, а с низом зоны проводимости — выше, чем для СсШе, не изменяет ничего — после возбуждения образуется окситон, остающийся в ядре. Для точек второго типа экситон распадается — дырка и электрон перемещаются в разные полупроводники, если толщина оболочки достаточна. При этом падает интенсивность люминесценции, а времена жизни возрастают до нескольких мке [42]. Экситонные пики поглощения исчезают, особенно первый, а люминесцентные претерпевают значительный красный сдвиг, иногда перекрывающий ширину запрещенной зоны материала ядра.

Если отложить энергии максимумов валентных зон и минимумов зон проводимости относительно уровня электрона в вакууме (см. рис. 16), то можно сравнивать взаиморасположение зон и преимущественную локализацию носителей по правилу Андерсена [4]. Хотя правило малоприменимо для многих случаев, подобное сравнение проведено в работах [5, 69, 70] для ряда полупроводников А2В6 и А3В5. о -1 -2 сп -3 о -4.

О -6 -7 -8 -9.

Рис. 16. Положение валентных зон и зон проводимости ряда полупроводников относительно уровня электрона в вакууме. Знакомхотмечены водные электрохимические потенциалы слагающих полупроводник катионов [70].

§ м я ¦п и <0 -п О? тэ О? с N1 (Л с м? с гч I 1 1 1% а. < * Й 3 1 1 -*- 2 3 ё, а <: -*- й 3 о я.

-*- — —^ — — —.

3—.

-*- г-| .

Из рисунка видно, что в роли пассивирующих слоев для СёБе в гетероструктурах первого типа могут выступать СёБ, гпЭ, гпБе. На рисунке также отложены электрохимические водные потенциалы для катионов указанных полупроводников. При возбуждении электрона в СёБе возможна фотохимическая деградация [51]. Ее суть в том, что захваченные на поверхностных ловушках фотогенерированные носители могут вступать в реакции с лигандами и хемосорбированным кислородом. Реакции, в конечном счете, приводят к окислению поверхности и растворению окисленного материала с поверхности КТ с уменьшением их размера. Используя монохроматический свет, поглощаемый только большими частицами, можно добиться растворения только больших частиц [71]. Передача возбуждения на глубокую ловушку внутри нанокристалла, за счет диполь-дипольного взаимодействия, или за счет локализация носителя на катионе-примеси, может препятствовать зачастую нежелательному фототравлению [5]. В органических растворителях и при пассивации поверхности органическими лигандами (т.е. в большинстве случаев) фотодеградации можно частично избежать, так как электродные потенциалы (Мп4/М) для катионов в таких условиях выше. В таких средах фототравление не сделано, хотя есть работы по фотоокислению [72, 73]. Найдено, что оно останавливалось после определенного времени засвечивания. Естественно, пассивация слоем широкозонного полупроводника также является способом остановки фототравления, хотя сам слой тоже подвержен деградации.

4. Выводы.

1. Разработаны методы синтеза квантовых точек С<3(Си)8е (КТ), стабилизированных олеиновой кислотой, на основе импульсного зарождения с олеатом кадмия и триоктилфосфинселенидом с прекурсорами меди: стеаратом меди, тегра (трифенилфосфин) тетрамеди (I) тетрайодидом, а также метод низкотемпературного введения меди за счет взаимодействия КТ Сс18е со стеаратом меди. Методы позволяют вводить до 5 ат. % Си в частицы контролируемого размера и морфологии. Средний размер синтезируемых сферических частиц — 3−5 нм. В синтезах с малым количеством вводимой меди (до 0.5 ат. %) показано распределение меди по закону распределения Пуассона.

2. При вводе большого количества меди (отношение прекурсоров Си: Сс1 более 1:50) в синтезах методом импульсного зарождения происходит рост частиц несферической формы — тетраподов.

3. Методом ЕХАРБ показано, что медь замещает кадмий в КТ Сс1(Си)8с. По совокупности данных ХАМЕ8, ЕХАРБ, ЭПР и химического анализа с заменой оболочек можно заключить, что медь в КТ подвижна в условиях синтеза, в том числе при комнатной температуре, и находится в ядрах КТ, в зарядовом состоянии +1. Выход меди на поверхность КТ затруднен и сопровождается переходом в состояние +2.

4. Показано, что ввод меди в КТ Сё8е придает им новые функциональные свойства. Наблюдается погасание экситонной люминесценции и возникает длинноволновая люминесценция с размерно-зависимым максимумом с энергией на 0.5−0.6 эВ меньше максимума экситонной люминесценции. Длинноволновая люминесценция характеризуется большими временами релаксации с несколькими компонентами — 0.5 и 1 мкс.

5. Продемонстрирована возможность создания люминесцентной части биометок на примере водорастворимых гетероструктур Сс1(Си)8е/Сё8 с оболочкой из тиогликолевой кислоты. В них сохраняется долгоживущая люминесценция в ближнем ИК-диапазоне 700−900 нм с квантовым выходом около 1%, что перспективно для улучшения контрастности наблюдения биометок.