CC BY
74
УДК 535.37; 539.1
Кучеренко М.Г., Чмерева Т.М.
Оренбургский государственный университет E-mail: [email protected]
БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНАЯ ТРАНСФОРМАЦИЯ ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОННОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ В МНОГОСЛОЙНЫХ ПЛАНАРНЫХ НАНОСТРУКТУРАХ
«МЕТАЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК»
Произведены расчеты характеристик ближнего квазистатического поля дипольного источника в трехслойной планарной системе методом построения диполей-изображений в проводящей и диэлектрической средах. В последней учтена возможность генерации коллективных электронных возбуждений - экситонов Френкеля с формированием соответствующих резонансных полос в частотной зависимости диэлектрической проницаемости молекулярного кристалла. Показано, что проникновение поля в каждую из сред существенно зависит от соотношения частоты колебаний первичного (донорного) диполя и частот экситонных и плазмонных резонансов молекулярно-кристаллической и проводящей сред. На основе найденных характеристик поля рассчитаны частотные зависимости скорости безызлучательного переноса энергии электронного возбуждения донорной молекулы, локализованной в тонком внутреннем слое, к находящейся в том же слое акцептирующей металлической наночастице сферической формы. Исследовано влияние конфигурационных характеристик композитной системы, а также характерных частотных параметров проводящих материалов на скорость передачи энергии.
Ключевые слова: многослойная структура, квазистатическое поле, экситоны, плазмонный
резонанс, безызлучательный перенос энергии
В настоящее время в связи с интенсивным развитием ближнепольной сканирующей оптической микроскопии, а также физики поверхности и тонких пленок, представляет интерес исследование процессов безызлучательной передачи энергии электронного возбуждения в планарных многослойных структурах с характерной толщиной слоя порядка 10-100 нм [1]-[9]. В предельных вариантах параметры внешних слоев могут превышать эти значения, вплоть до макроскопических размеров, превращая, тем самым, краевые слои в массивные подложки. Каждый из слоев представляет собой однородную однофазную среду с высокой (металл, полупроводник), или низкой (диэлектрик) электрической проводимостью. В случае проводящей среды, как правило, учитывается частотная дисперсия ее диэлектрической проницаемости, а для диэлектрических слоев такой учет производится лишь при наличии резонансов в рассматриваемой области частот.
В работе [1] была рассмотрена задача о скорости межмолекулярного диполь-дипольного переноса энергии в трехслойной среде без акцентирования внимания на проводящих свойствах материалов, составляющих такую - композитную среду, и наличия резонансов в функциях отклика этих материалов на частотах молекулярных переходов. В [2-3] безызлучательный перенос энергии рассмотрен в системе «полупроводниковая квантовая яма-органическая среда».
Авторами [2]-[3] установлено, что квазистатическое поле двумерных экситонов Ваннье-Мот-та эффективно диссипирует в органическом материале, граничащем с квантовой ямой. В [4] было показано, что характеристики скорости такой диссипации могут быть существенно изменены посредством сопряжения планарной системы с металлической подложкой и включением поверхностно-плазмонных мод последней в энергодинамику композита.
В работе [5] рассмотрена передача энергии электронного возбуждения между молекулами, адсорбированными поверхностью молекулярного кристалла, через виртуальные и реальные поверхностные экситоны Френкеля. Проведенными вычислениями для систем подобных кристаллическому антрацену показано, что процесс передачи энергии между адсорбатами через виртуальные коллективные возбуждения молекул среды, моделирующие влияние поверхности, происходит с вероятностью, зависящей экспоненциально от расстояния между донором и акцептором в случае триплет-триплетного механизма передачи, и с вероятностью, уменьшающейся с расстоянием по степенному закону, для синглет-синглетного механизма передачи.
В [6-8] исследован безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения между молекулами, размещенными вблизи плоской поверхности проводника. Предложена математическая модель, в которой наличие границы конден-
ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184) 45
Физико-математические науки
сированной фазы учитывается введением эффективного диполя-изображения и диэлектрической проницаемости среды на частоте электронного перехода в молекуле донора. Установлен вид дистанционной зависимости и характеристики анизотропии скорости переноса энергии в донор-ак-цепторной паре адсорбатов. В чисто квантовой модели, развитой на основе формализма вторичного квантования плазменных колебаний электронной плотности в металле показано, что эффективным механизмом энергопередачи в рассматриваемой системе может быть механизм с участием поверхностных плазмонов. Произведены сравнительные оценки эффективностей прямого ди-поль-дипольного и плазмонного каналов переноса энергии. Предсказан доминирующий вклад плазмонного механизма в общую скорость энергопередачи (превышающий на 1-2 порядка скорость переноса в системе без проводящих тел) при близком расположении молекул относительно поверхности металла и слабо выраженном затухании плазмонов
В [9] экспериментально исследован безызлучательный триплет-синглетный перенос энергии электронного возбуждения между молекулами органических красителей «эритрозин - метиленовый голубой» в полимерной пленке, нанесенной на поверхность серебряного слоя. Обнаружено уменьшение эффективности переноса энергии в такой системе по сравнению с образцами, не содержащими слоя металла. Предложена математическая модель процесса, качественно согласующаяся с результатами эксперимента. Наконец, в недавней работе [10] представлено решение задачи о резонансном упругом рассеянии поляризованного света наночас-
Рисунок 1. Трехслойная планарная структура «металл-диэлектрик-молекулярный кристалл».
В середине диэлектрического слоя (2=0) размещена D-A-пара «возбужденный молекулярный центр-акцептирующая наноглобула»
тицей и квантовой ямой, находящимися вблизи поверхности полупроводника.
В данной работе исследован безызлучательный перенос энергии в трехслойной планарной системе, представляющей собой тонкую диэлектрическую пленку с внедренными в нее донорными молекулярными центрами, сопряженную с металлической средой, заполняющей полупространство с одной стороны, и молекулярным кристаллом - с другой. Акцептирующие частицы также расположены внутри пленки, а граничащие с ней среды способствуют изменению характеристик переноса, за счет возбуждения в них квазичастиц - плазмонов и эк-ситонов, соответственно.
Донор-акцепторный перенос энергии в слое, сопряженном с проводящей и кристаллической средами
Диэлектрическую проницаемость пленки е на частотах оптических переходов в молекулах принимаем постоянной и действительной. Диэлектрическую проницаемость металла ет (ю) и кристаллической среды есг (ю), наоборот, считаем комплексными и частотозависящими. Рассмотрим размещенную в пленке отдельную молекулу донора D и близлежащую к ней наночастицу A (например, металлическую), которая выполняет функцию акцептора (рис. 1). За направление оси z, принимаем направление нормали к поверхности пленки. Начало координат совмещаем с донором. Ось x направим параллельно поверхности пленки от донора к акцептору. Донором является молекула, находящаяся в возбужденном состоянии и имеющая некоторый переходный дипольный момент pD. Толщину диэлектрической пленки принимаем равной нескольким нанометрам. Электромагнитное поле, создаваемое колеблющимся дипольным моментом донора, сильно изменяется двумя поляризующимися средами, заполняющими нижнюю и верхнюю части пространства вне слоя.
Построение диполей-изображений для описания колебаний зарядовой плотности в металле и органическом кристалле в квазистатическом приближении
Рассмотрим влияние диполя на зарядовую плотность в металле и кристаллической среде в квазистатическом приближении. Для описания
46 ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184)
Кучеренко М.Г., Чмерева Т.М.
Безызлучательная трансформация энергии...
поляризации неоднородной среды используем метод построения диполей-изображений, справедливость которого обоснована в случае ближнего поля.
Будем полагать, для простоты, что донорный центр находится в средней плоскости пленки, на равных расстояниях d/2 от ее границ. Диполь pD донора индуцирует перераспределение зарядовой плотности, как в металле, так и в органической среде. Для диполя-изображения первого порядка в металле р^ и в кристаллической среде рС? получаем следующие выражения ( РD = ПxPdx + ПzPDz ) [4]
p
(!) _ m
p
(!) _ cr
£m (a) ~g
£m (a) +£
£cr (®) ~g £ (a) + £
(p D - 2n zPDz ) , (1)
(pD - 2nzPDz ) , (2)
причем расстояние между диполем донора и каждым из его первых изображений равны d (диполь и его изображения лежат на прямой, перпендикулярной поверхности пленки). О направлении векторов диполей-изображений можно говорить достаточно условно в силу
того, что множители в правых частях (1)-(2) содержат комплекснозначные диэлектрические проницаемости металла и кристаллической среды.
Для более точного расчета характеристик поля необходимо учесть, что диполь-изображение донора в металле влияет на поляризацию кристаллической среды, а диполь-изображение в кристалле, в свою очередь, влияет на поляризацию металла. Таким образом, имеет место взаимное влияние граничащих с пленкой сред друг на друга. Продолжая тот же алгоритм построения, что и (1)-(2), получаем изображение второго порядка р(2) в кристаллической среде от диполя pm*, а также изображение pm2) в металле от диполя pCJ? (рис. 1).
Модули векторов p(2) и pm2) совпадают по величине и определяются выражением
I p
(2)
m
|_| p
(2)
cr
_ £m (a) -£ £ (a) -£
£m (®) + £_ £ (a) + £_
IpD I.(3)
Продолжая данную цепочку построений, получаем на n-м шаге диполи-изображения n-го порядка
£m (a) -£ —1 n+sin 2l 1 2 IJ £cr (a) — £ 1
£m (a) + £_ £cr (a) + £_
£m (a) -£ 1 ( I . nnl^ —1 n- sin 2l 1 2 IJ 1 £cr (a) — £12
£ (a) + £_ £cr (a) + £_
[I . nn\ n— sin----
I 21
n + sin
1 p D 1 , 1 p D 1 .
(4)
(5)
Таким образом, из выражений (3)-(5) видно, что можно говорить о взаимной переполя-ризации проводящей и кристаллической сред. Учитывая коллективные возбужденные электронные состояния этих сред, и переходя на квантовый язык, отмечаем, что имеет место экситон-плазмонное взаимодействие в составной гибридной системе. С ростом номера изображения расстояние zn от исходного донорного диполя до диполя-изображения n-го порядка растет пропорционально номеру изображения: zn _ nd .
Следует отметить, что с увеличением расстояния от первичного диполя до границы раздела фаз, использование метода изображений в
квазистатическом приближении будет давать все менее точный результат. Это связано с проявлением эффектов запаздывания, роль которых для пленок нанометровой толщины невелика.
Эффективное квазистатическое поле донорного диполя
Электрическое поле, формируемое в гибридной структуре донорным диполем с моментом pD, представляет собой линейную комбинацию полей, создаваемых как диполем донора, так и наведенными зарядами в металле и кристаллической среде.
ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184) 47
Физико-математические науки
Напряженность электрического поля в точке r(xz) среды с проницаемостью ем (ю), создаваемого диполем pMf, расположенным на оси z с координатой zn = nd определяется выражением
EM)(r„ I ю)
3(р«(ю) • Г )rn _ р(МП)(ю)
^м (ю)1 Гп I5 £м (ю)1 rn I3 ’ ()
где индекс M = m, cr определяет тип среды; I rn I =ylx2 + (z - nd)2 . Для поля Ed (г I ю) донорного диполя с моментом pD необходимо положить в (6) £м (ю) = £ .
Напряженность электрического поля в диэлектрической прослойке формируется в виде суперпозиции электрических полей, создаваемых исходным донорным диполем, а также всеми его изображениями, как в металле, так и в молекулярном кристалле
Е(г I ю) = Ed (г I ю) + X [E^f (Гп I ю) + E(n> (Гп I ю)] .(7)
n=l
Тогда напряженность электрического поля в полупространстве, заполненном металлом
Em (г I ю)
2ет (ю) £т (ю) + £
Еd (г I ю) + X ЕСП)(Гп I ю)
,(8)
а в полупространстве, заполненном кристаллической средой
Есг (г I ю)
2есг (о) есг (ю) + £
Ed (г I ю) + XEmn)(rn I ю)
.(9)
Формулы (7)-(9) являются основными выражениями для определения скорости W донор-акцепторного переноса энергии в многослойной системе.
Скорость переноса энергии возбуждения от молекулы донора к акцептирующей сферической наночастице
Если акцептор представляет собой малую изотропную частицу (атом или проводящую наноглобулу), для нахождения скорости безызлучательного переноса энергии от донора к акцептору важную роль играет именно расчет модуля напряженности электрического поля, созданного диполем донора в области размещения акцепторной частицы.
Парциальная скорость безызлучательного переноса энергии от молекулы донора к наночастице на частоте ю может быть записана в виде
l I 2
W(x,pI d,ю) =— 1ша(ю) Е(г I ю) , (10)
2 h
где а(ю) - дипольная (в общем случае - мультипольная) скалярная поляризуемость наночастицы, являющаяся комплекснозначной функцией частоты ю, а напряженность поля Е(г I ю) определена выражениями (7)-(9).
Для сферической наночастицы радиуса R из материала с диэлектрической проницаемостью еА (ю) справедливо выражение [11-12]
а(ю)
еА (ю) -е R3
еА (ю) + 2е
(11)
Для слоистых сферических частиц вместо (11) может быть использовано и более общее выражение [11], учитывающее сложный структурный состав акцептирующей глобулы.
Расчеты модуля напряженности результирующего поля в слоистой среде на разных частотах
Для расчета характеристик поля в различных пространственных областях системы были использованы следующие значения ее параметров: d = 5 •lO-7 см, I pD I= 10-19 ед. заряда СГСЭ см, р = 90o - угол между осью x и направлением вектора pD, е = 1.2.
Частотная зависимость диэлектрической проницаемости металла выбиралась в форме Друде-Зоммерфельда [11-12]
ет (ю) = е
ю
pi
ю2 + ту ’
(12)
где постоянная е„, учитывающая вклад решетки принималась равной е„ = 3.7 , а частоты юр1 = 13.9 •lO15 с-1, у = 1014 с-1 типичны для серебра [7].
Дисперсия диэлектрической проницаемости молекулярного кристалла используется в виде, учитывающем проявление в поглощении коллективных электронных возбуждений - эк-ситонных мод кристалла [13]. Согласно [13] диэлектрическая проницаемость молекулярных кристаллов, обусловленная экситонами Френкеля, имеет вид
е(к,ю) = е0
f2
[ю + гГ(ю, к)]2 -Q2 (к),
(13)
48 ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184)
Безызлучательная трансформация энергии...
Кучеренко М.Г., Чмерева Т.М.
где е0 - диэлектрическая проницаемость, обусловленная всеми другими состояниями электронов, кроме экситонных состояний; Г(®, k) -скорость релаксации, обусловленная взаимодействием экситонов с фононами; f2 = OpF -характерный параметр связи фотонов с экси-тонами; Оp = 4пе2 / mv - квадрат «плазменной частоты»; F = 2Wfmd /he - сила осциллятора экситонного перехода; О(к) - частота в экситон-ной зоне с волновым вектором к . Для расчетов использовались следующие значения параметров, характерные для органических молекулярных кристаллов:
f = 3 1015 с-1, г = 1014 с-1, О(0) = 1015 с-1 [13].
Таким образом, диэлектрическая проницаемость (13) молекулярного кристалла представляет собой комплекснозначную функцию, отражающую его пространственную и частотную дисперсию. Далее будет учитываться только частотная дисперсия середины экситонной зоны, т.е. при k=0. Особенности пространственной дисперсии подробно рассмотрены в [14].
Для расчета характеристик поля был произведен учет только трех первых изображений, созданных диполем донора в каждой из сред.
Ниже, на рис. 2-4, представлены картины распределения модуля напряженности электрического поля на трех различных частотах (рис.
2-4).
На Рис. 2 приведены двумерная (а) и одномерная (б) картина распределения напряженности поля на частоте ® = 2.5 ■ 1015 с-1 , близкой к частоте экситонного резонанса кристаллической среды. Наблюдается заметное смещение поля в область, заполненную органической молекулярной средой.
Характерно, что в металл на этой частоте излучение диполя практически не проникает. Следовательно, в данных условиях - на низкочастотном участке спектра - органическая среда будет оказывать большее влияние на донор-акцепторный перенос энергии, чем металлическая.
На рисунке 3 показано распределение напряженности квазистатического поля диполя для частоты ® = 6.5 ■ 1015 с-1 , близкой к частоте поверхностного плазмоного резонанса (ППР) металла. На этот раз наблюдается смещение плотности распределения поля в область, заполненную металлом. То есть на высоких частотах проводящая среда оказывает большее влияние на перенос энергии, нежели кристаллическая.
Аналогичные расчеты распределения поля были проведены и для частоты ю = 9.1 ■ 1015 с-1 (промежуточной между плазменной частотой и частотой ППР металла). На этой частоте заметного смещения плотности распределения поля
а)
б)
Рисунок 2 (С включением цвета). Распределение модуля напряженности электрического поля в трехслойной структуре на частоте @ = 2.5 ■ 1015 с-1: а) при y=0, б) при x=y=0. Для рис. 2а использован логарифмический
масштаб цветной шкалы
ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184) 49
Физико-математические науки
в ту или иную среду вне среднего слоя не наблюдалось (Рис. 4). В этих условиях существенного влияния на перенос энергии двух разных по свойствам сопряженных с диэлектрическим слоем сред не обнаружено. Таким образом, следует ожидать сильную зависимость влияния граничащих сред на межмолекулярную передачу возбуждения от спектрального диапазона электромагнитного поля.
Расчет скорости безызлучательной передачи энергии от донора к акцептору
Скорость безызлучательного переноса энергии от молекулы донора к наночастице на
фиксированной частоте о определяется выражениями (10)-(11). В качестве ключевой характеристики в (10) входит квадрат модуля вектора напряженности электрического поля, созданного диполем донора в области слоя, где расположена и частица-акцептор.
Для расчета поляризуемости металлической частицы радиуса R=3 нм, с диэлектрической проницаемостью еА (о), определенной выражением (12), использовались следующие значения параметров: е^= 1, opl = 1016 с-1, Y = 5 • 1014 с-1, соответствующих Fe, толщина диэлектрической пленки принималась при этом равной d=8 нм. Для простоты предполагалось, что и донор, и акцептор находятся в пленке на
а)
б)
Рисунок 3 (С включением цвета). Распределение модуля напряженности электрического поля в трехслойной структуре на частоте о = 6.5 • 1015 с-1: а) при y=0, б) при x=y=0. Для рис. 3а использован логарифмический
масштаб цветной шкалы.
а)
Рисунок 4 (С включением цвета). Распределение модуля напряженности электрического поля в трехслойной структуре на частоте о = 9.1 • 1015 с-1, превышающей все характерные резонансные частоты системы: а) при y=0, б) при x=y=0. Для рис. 4а использован логарифмический масштаб цветной шкалы
50 ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184)
Кучеренко М.Г., Чмерева Т.М.
Безызлучательная трансформация энергии...
одном уровне z=0, т.е. лежат на оси x (рис. 1). Полученные для различных условий на основе (10) частотные зависимости скорости безызлучательного переноса энергии от донора к акцептору (металлическому наношару) представлены на рисунках 5-8.
На Рис. 5 отчетливо проявляются спектральные максимумы, каждый из которых связан с резонансными свойствами сред и акцепторной частицы. Так, низкочастотный пик на частоте
= [^2 (0) + f2 / (е0 + е)] обусловлен экситон-ным резонансом поверхностного слоя молекулярного кристалла, а высокочастотный, на частоте
= ®pi / Vе- + е - поверхностным плазмонным резонансом в металлической подложке. Широкий промежуточный пик на частоте = 5.77 -1015 с-1,
отвечает плазмонному резонансу акцепторной частицы, т.е. rnAs = юАр1 л/3. Таким образом, высокочастотный - правый - пик спектра скорости W на частоте = 6.27 -1015 с-1 в большей степени со-
ответствует переносу от донора к акцептору через металл, а левый, на частоте юегХ = 226 ■ 1015 с-1 - через органическую среду. При малых расстояниях между донором и акцептором существенным становится «прямой перенос энергии». При увеличении же расстояния l, его вклад в общую скорость переноса падает, однако становится более значимым опосредованный перенос энергии через одну из сред на резонансных частотах матриц- подложек.
При изменении угла ф между направлением диполя донора и осью x наиболее существен-
Рисунок 5 (С включением цвета). Частотные зависимости скорости переноса для различных расстояний x=l между донором и акцептором (на врезке). Полулогарифмический масштаб по оси ординат
ной трансформации подвергается пик на частоте поверхностно-плазмонного резонанса металла подложки. На плазмоном резонансе акцепторной частицы ориентация донорного диполя сказывается в гораздо меньшей степени. В области пика, отвечающему переносу энергии через органическую среду зависимость от этого углового параметра обратная. Сложная угловая зависимость скорости переноса ее прямой связью с характеристиками диполей-изображений.
На Рис. 6 показаны спектральные трансформации скорости переноса энергии, наблюдаемые с изменением толщины внутреннего диэлектрического слоя. Расчеты для скорости переноса проводились при следующих значениях параметров: ф = 45o, R = 3■ш-7 ,
I = 7 ■ 10-7 см. Как и следовало ожидать, при увеличении расстояния от молекулы до границы раздела фаз, эффективность опосредованного переноса энергии через среду падает. В частотной зависимости наблюдается исчезновение пиков влияния металла и молекулярного кристалла, а скорость перенос энергии от донора к акцептору по прямому каналу практически не изменяется.
При увеличении радиуса R акцептирующей наночастицы скорость переноса увеличивается пропорционально кубу радиуса в соответствии с формулой (11) для всех частот спектра скорости W.
На Рис. 7 приведены результаты расчета спектров скорости переноса энергии при изме-
Рисунок 6 (С включением цвета). Трансформация частотной зависимости логарифма скорости донор-акцепторного переноса энергии при изменении толщины диэлектрической пленки (указаны на врезке)
ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184) 51
Физико-математические науки
Рисунок 7 (С включением цвета). Трансформация частотной зависимости скорости переноса энергии при изменении релаксационного коэффициента уА = Ym2 металла наночастицы (указаны на врезке)
нении коэффициента диссипации yA металла наночастицы. Использовались следующие значения параметров: (р = 45o, R = 3.9-10-7 ,
d = 8 • 10-7, l = 7 • 10-7 см. С уменьшением величины yA металла наночастицы происходит сужение ее характерного плазмонно-резонансного пика. Ширины полос, отвечающих экситонно-му и поверхностно-плазмонному резонансам кристаллической и проводящей сред, соответственно, остаются неизменными. На частоте плазмонного резонанса наночастицы происходит увеличение скорости переноса за счет ее величины на всех других частотах спектра, включая и резонансные частоты подложек.
На Рис. 8 представлены частотные зависимости логарифма скорости переноса энергии от молекулы донора к металлической наночастице
f_» A
при изменении плазменной частоты сор1 металла, из которого состоит частица. Для расчетов были использованы следующие значения параметров: ф = 45°, R = 3-10-7, d = 8-10-7,
Рисунок 8 (С включением цвета). Трансформация частотной зависимости скорости переноса энергии при изменении плазменной частоты (Ор1 = (Ор12 металла наночастицы (указаны на врезке)
l = 7 • 10-7 см, yA = 5 • 1014 с-1. При увеличении часА
тоты юр1 происходит смещение плазмонно-резонансного пика наночастицы в высокочастотную область спектра. При значении плазменной частоты озАр1 = 6.2 -1015 с-1 этот пик накладывается на другой - пик ППР, т.е. возникает перекрестный плазмон-плазмонный резонанс, который приводит к увеличению скорости переноса для данной частоты примерно на два порядка.
Таким образом, на основании вышеприведенных результатов можем заключить, что скорость безызлучательного переноса энергии в тонких пленках, граничащих с проводящей и кристаллической средами, существенно зависит от характеристик этих сред. Выбирая материалы с необходимыми спектрально-электродинамическими параметрами можно осуществлять эффективный контроль энергодинамических характеристик композитных планарных систем при их использовании в прикладных областях.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ и правительства Оренбургской области (проект № 14-02-97000), а также Министерства образования и науки РФ
(Госзадание № 233)
Авторы благодарны И.С. Муравьеву за помощь в проведении расчетов.
Список литературы:
1. Ефремов, Н.А. Диполь-дипольный перенос энергии электронного возбуждения в неоднородных средах / Н.А. Ефремов, С.И. Покутний // Физика твердого тела. 1993. -Т. 35. - №5. -С. 1129-1140.
52 ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184)
Кучеренко М.Г., Чмерева Т.М.__________________________Безызлучательная трансформация энергии...
2. Agranovich, V.M. Efficient energy transfer from a semiconductor quantum well to an organic material / V.M. Agranovich, G.C. La Rocca, F. Bassani // Pis“ma v ZhETF. - 1997. - Vol.66. - iss.11. - P. 714-717.
3. Basco, D. Forster energy transfer from a semiconductor quantum well to an organic material overlayer / D. Basco, G.C. La Rocca, F. Bassani, V.M. Agranovich // Eur. Phys. J. - 1999. - B. 8. - P. 353-362.
4. Strokova, Y.A. Electronic energy transfer from a semiconductorquantum well lying on a metallic substrate to an organic overlayer / Y.A. Strokova, A.M. Saletsky, M.G. Kucherenko // Russian-Japanese Conference «Chemical Physics of Molecules and Polyfunctional Materials»: Proceedings. 2014. - OSU, Orenburg, Russia / IPK «Universitet», 2014. - P. 16-18.
5. Кучеренко, М.Г. Экситонная передача энергии между адсорбатами / М.Г Кучеренко., Т.М. Чмерева // Физика твердого тела. 2008. -Т.50. -№3. - С. 512-518.
6. Чмерева, Т.М. Межмолекулярный безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения вблизи проводящей пленки / Т.М Чмерева., М.Г. Кучеренко // Известия высших учебных заведений. Физика. 2014. -Т. 57. -№ 10 . -С. 116121.
7. Чмерева, Т.М, Передача энергии между адсорбатами посредством поверхностных плазмонов / Т.М. Чмерева, М.Г. Кучеренко // Известия высших учебных заведений. Физика. 2011. -№ 3 . - С. 36-41.
8. Кучеренко, М.Г. Увеличение скорости межмолекулярного безызлучательного переноса энергии электронного возбуждения вблизи плоской границы твердого тела / М.Г. Кучеренко, Т.М. Чмерева, Д.А. Кислов // Вестник ОГУ. 2011. №1. С. 170-181.
9. Кислов, Д. А. Безызлучательный триплет-синглетный перенос энергии электронного возбуждения между молекулами красителей вблизи поверхности серебряной пленки / Д. А .Кислов, М. Г. Кучеренко // Оптика и спектроскопия. 2014. -Т. 117. - № 5. - С. 809-816.
10. Кособукин, В.А. Плазмон-экситонное рассеяние света наночастицей, находящейся вблизи квантовой ямы / В.А. Косо-букин // Физика тв. тела. 2015. -Т. 57. - Вып. 7. - С. 1413-1419.
11. Климов, В.В. Наноплазмоника. Монография / В.В. Климов М.: Физматлит. 2009. - 480 с. - ISBN 978-5-9221-1030-3.
12. Новотный, Л. Основы нанооптики. Монография / Л. Новотный, Б. Хехт -Пер. с англ. Под ред. В.В. Самарцева. -М..Физматлит. 2009. -484 с. -ISBN 978-5-9221-1095-2.
13. Давыдов, А.С. Теория твердого тела / А.С. Давыдов. - М.: Наука, 1976 - 328 с.
14. Агранович, В.М. Пространственная дисперсия и отрицательное преломление света / В.М. Агранович, Ю.Н. Гартштейн // Успехи физических наук. - 2006. - Т.176. - №10. - С. 1051-1068.
Сведения об авторах
Кучеренко Михаил Геннадьевич, директор Центра лазерной и информационной биофизики Оренбургского государственного университета, заведующий кафедрой радиофизики и электроники Оренбургского государственного университета, доктор физико-математических наук, профессор 460018, Оренбург, пр-т Победы, 13, тел.: (3532) 372457, е-mail: [email protected]
Чмерева Татьяна Михайловна, доцент кафедры радиофизики и электроники Оренбургского госдарственного университета, доктор физико-математических наук, доцент 460018, Оренбург, пр-т Победы, 13, к. 16508, тел. (3532) 364653, 372457, е-mail: [email protected]
ВЕСТНИК Оренбургского государственного университета 2015 № 9 (184) 53
