1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Химия высоких энергий
  4. T. 53, № 2, 2019

Химия высоких энергий, 2019, T. 53, № 2, стр. 116-122

Компьютерное моделирование фёрстеровского резонансного переноса энергии в нанокластерах коллоидных квантовых точек селенида кадмия

А. В. Невидимов a, b, *, В. А. Кременец c, М. Г. Спирин a, b, Л. М. Николенко a, b, С. Б. Бричкин a, b, В. Ф. Разумов a, b, c

a ФГБУН Институт проблем химической физики РАН
42432 Московская обл., Черноголовка, просп. акад. Семенова, 1, Россия

b Московский физико-технический институт (Государственный университет)
141701 Московская обл., Долгопрудный, Институтский пер., 9, Россия

c Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Факультет фундаментальной физико-химической инженерии
119991 Москва, Ленинские горы, Россия

* E-mail: nevidimovsasha@yandex.ru

Поступила в редакцию 01.11.2018
После доработки 03.11.2018
Принята к публикации 03.11.2018

Полный текст (PDF)

Аннотация

Выполнено крупномасштабное компьютерное моделирование спектров люминесценции нанокластеров коллоидных квантовых точек CdSe, учитывающее фёрстеровский индуктивно-резонансный перенос энергии электронного возбуждения между наночастицами. Построены и проанализированы количественные зависимости эффективности переноса энергии от различных параметров нанокластера в двух модельных случаях: кластер наночастиц с заданным распределением по размерам и кластер из смеси монодисперсных наночастиц двух размеров. Показано, что на эффективность переноса энергии в значительной степени влияют дисперсия распределения частиц по размерам, толщина защитной лигандной оболочки и доля не люминесцирующих частиц в кластере.

Ключевые слова: коллоидные квантовые точки, селенид кадмия, фёрстеровский резонансный перенос энергии, компьютерное моделирование

Фёрстеровский резонансный перенос энергии (Förster resonance energy transfer, FRET), впервые обнаруженный в работе [1] для смеси плотноупакованных коллоидных квантовых точек (ККТ) селенида кадмия двух размеров (3.8 и 6.2 нм), в настоящее время является предметом активных исследований [2–9]. Повышенный интерес к изучению FRET обусловлен перспективой создания принципиально новых устройств по преобразованию световой энергии, в которых в качестве светособирающей антенны выступают плотноупакованные нанокластеры ККТ, а реакционным центром является молекула красителя, адсорбированного на поверхности кластера [9, 10]. В результате FRET в таком устройстве энергия кванта света, поглощенного одной ККТ, передается по цепочке квантовых точек на реакционный центр. Сочетание уникальных свойств индивидуальных ККТ (высокая фото- и термостабильность, высокие коэффициенты экстинкции в широкой спектральной области, узкая полоса люминесценции, управлять положением которой возможно путем простого изменения размера ККТ) и большое сечение поглощения нанокластера обеспечивает такой системе высокий процент поглощения световой энергии [11–15]. Эффективность дальнейшего переноса поглощенной энергии между ККТ во многом определяет эффективность функционирования всей системы.

Как было показано в работах [3, 5], результатом FRET в нанокластерах, содержащих ККТ нескольких существенно отличающихся размеров, является уменьшение интенсивности спектра люминесценции маленьких частиц $ - \Delta {{I}_{1}}$ и увеличение интенсивности больших частиц $ + \Delta {{I}_{2}}$. В случае кластера, составленного из ККТ с узким распределением по размерам, количественной характеристикой FRET служит батохромный сдвиг $\Delta \lambda $ максимума спектра люминесценции.

Величины $\Delta I$ и $\Delta \lambda $ зависят от многих параметров, как-то: распределение ККТ по размерам, плотность упаковки ККТ в нанокластере, квантовый выход люминесценции, эффект “блинкинга” отдельных частиц, наличие защитной лигандной оболочки, свойства растворителя и т.д. Очевидно, что эти зависимости от разных параметров имеют различный характер, то есть в разной степени определяют эффективность переноса энергии. В данной работе выполнено крупномасштабное моделирование спектрально-люминесцентных характеристик нанокластеров ККТ CdSe и проведено сравнение результатов математического моделирования с экспериментом.

ОБЩАЯ ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ

Рассмотрим нанокластер, сформированный из N сферических ККТ, покрытых лигандной оболочкой толщины L. Распределение по размерам ККТ в составе нанокластера будем определять средним значением диаметра $D = \left\langle {{{D}_{i}}} \right\rangle ,$ где ${{D}_{i}}$ – диаметр i-й ККТ, и дисперсией распределения

$\sigma = \frac{{\sqrt {\left\langle {{{{\left( {{{D}_{i}} - D} \right)}}^{2}}} \right\rangle } }}{D} \times 100\% .$

Задача миграции возбуждения по нанокластеру сводится к решению системы линейных дифференциальных уравнений:

(1)
где ${{P}_{i}}\left( t \right)$ – вероятность нахождения возбуждения на i-й ККТ в момент времени $t$ при начальных условиях ${{P}_{i}}\left( 0 \right) = P_{i}^{0},$ которые, как правило, определяются коэффициентами поглощения на заданной длине волны ${{\lambda }_{0}}$ возбуждающего δ-импульса источника света.

В случае стационарного возбуждения вычисление вероятности ${{P}_{i}}$ нахождения возбуждения на i-й ККТ сводится к решению системы линейных алгебраических уравнений:

(2)
где ${{\omega }_{{i \to j}}}$ – константа скорости FRET с i-й частицы на j-ю частицу, которая определяется формулой Фёрстера [16]:
(3)
${{\omega }_{{i \to j}}} = \frac{1}{{{{\tau }_{i}}}}\left( {\frac{{R_{{F,i \to j}}^{6}}}{{R_{{ij}}^{6}}}} \right).$
Здесь ${{\tau }_{i}}$ – время жизни возбужденного состояния i-й частицы в отсутствии переноса энергии, ${{R}_{{ij}}}$ – расстояние между i-й и j-й частицами, ${{R}_{{F,i \to j}}}$ – радиус Фёрстера переноса возбуждения с i-й частицы на j-ю, который вычисляется по формуле:
(4)
$R_{{F,i \to j}}^{6} = \frac{{9000\left( {\ln 10} \right){{\kappa }^{2}}{{\varphi }_{i}}}}{{128{{\pi }^{5}}{{n}^{4}}{{N}_{A}}}}\int {{{f}_{i}}\left( \lambda \right){{\varepsilon }_{j}}\left( \lambda \right){{\lambda }^{2}}d\lambda } .$
Здесь ${{f}_{i}}\left( \lambda \right)$ и ${{\varphi }_{i}}$ – нормированный спектр люминесценции и квантовый выход люминесценции i-й ККТ, ${{\varepsilon }_{j}}\left( \lambda \right)$ – спектр коэффициента экстинкции j-й ККТ, ${{\kappa }^{2}}$ – ориентационный фактор, связанный с тем, насколько свободно могут вращаться векторы дипольных моментов перехода между ККТ, ${{N}_{A}}$ – число Авогадро, $n$ – показатель преломления среды.

Если i-я частица задана не люминесцирующей (эффект “блинкинга”), то константы скорости ${{\omega }_{{i \to j}}} = 0$ для всех $j$ [17]. Для учета эффекта “блинкинга” введем долю люминесцирующих частиц $\phi $ ($0 \leqslant \phi \leqslant 1$).

Вычислив вероятности ${{P}_{i}}\left( t \right)$, можно получить спектр люминесценции кластера как функцию времени при возбуждении δ-импульсом света:

(5)
$F\left( {\lambda ,t} \right) = \sum\limits_{i = 1}^N {{{f}_{i}}\left( \lambda \right){{P}_{i}}\left( t \right)} .$

Аналогично, вероятности ${{P}_{i}}$ для стационарного режима облучения дают стационарный спектр люминесценции:

(6)
$F\left( \lambda \right) = \sum\limits_{i = 1}^N {{{f}_{i}}\left( \lambda \right){{P}_{i}}} .$

Спектры (5) и (6) – это спектры индивидуального нанокластера, в котором ККТ распределены строго определенным образом. Для получения среднестатистического спектра люминесценции, не зависящего от пространственного распределения ККТ в кластере, вычисление спектров (5) и (6) необходимо провести достаточно большое число раз и усреднить.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

ККТ CdSe синтезировали согласно методике, изложенной в [12]. Средний размер ККТ определяли продолжительностью процесса: время синтеза самых маленьких частиц было около 10 с, а самых больших не превышало 3 мин. Для проведения спектрально-люминесцентных измерений использовали коллоидные растворы ККТ в хлороформе, отфильтрованные через PTFE-мембраны (диаметр пор 0.45 мкм). Спектры поглощения регистрировали на спектрофотометре “Shimadzu UV-3101PC”, а спектры люминесценции – на спектрофлуориметре Ocean Optics USB2000-FLG при длине волны возбуждения ${{\lambda }_{0}} = 400$ нм.

На рис. 1а представлены спектры поглощения и люминесценций экспериментальных растворов ККТ CdSe, полученных описанным выше методом для указанных на рисунке средних размеров. В силу того, что экспериментально измеренные спектры являются неоднородно уширенными, в соответствие с процедурой, описанной в работе [12], для каждого среднего размера, приведенного на рис. 1а, вычисляли однородно уширенные спектры (рис. 1б). Эти спектры использовали для проведения математического моделирования.

Рис. 1.

Экспериментальные спектры поглощения (сплошные линии) и люминесценции (пунктирные линии) ККТ CdSe (а) и обработанные спектры, использованные в работе (б).

ЧИСЛЕННЫЕ РАСЧЕТЫ

В данной работе проведено численное моделирование спектров люминесценции плотноупакованных нанокластеров ККТ CdSe для двух модельных случаев. В первом случае нанокластер был составлен из частиц со средним диаметром $D = 3.5$ нм. Дисперсию функции гауссового распределения частиц по размерам $\sigma $ варьировали в диапазоне от 0 до 15%, количество частиц в кластере $N$ – от 20 до 104, толщину лигадной оболочки $L$ – от 0 до 2 нм [18–21], квантовый выход люминесценции $\varphi $ и величину показателя эффекта “блинкинга” $\phi $ изменяли от 0.1 до 1. Этот показатель определяется как относительная доля люминесцирующих частиц, т.е. при $\phi = 1$ все частицы люминесцирующие (так называемые “светлые” частицы), а при $\phi = 0.1$ только 10% частиц являются “светлыми”, 90% – не люминесцирующими (“темными”) частицами. В качестве количественной характеристики эффективности FRET вычисляли величину $\Delta \lambda .$

Во втором модельном случае нанокластер состоял из смеси монодисперсных ККТ двух размеров: ${{D}_{1}} = 2.5,$ ${{D}_{2}} = 4.5$ нм, где ${{\sigma }_{1}} = {{\sigma }_{2}} = 0.$ Соотношение частиц было фиксированным: ${{N}_{1}}:{{N}_{2}} = 100:1.$ Варьировали абсолютные количества маленьких и больших частиц: ${{N}_{1}} = 100x,$ ${{N}_{2}} = x,$ где $x$ меняли от 1 до 100. Был рассмотрен вариант ККТ без оболочки и с оболочкой толщиной $L = 1$ нм. В этом случае характеристикой FRET служило изменение интенсивности спектра люминесценции маленьких и больших ККТ $\Delta I.$

Все расчеты были проведены с использованием вычисленных однородно уширенных спектров (рис. 1б) для ККТ в диапазоне от 2.16 до 4.83 нм. Для вычисления радиусов Фёрстера (4) и констант переноса (3) были приняты значения ${{\kappa }^{2}} = {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 3}} \right. \kern-0em} 3},$ ${{\tau }_{i}} = \tau = 20$ нс и $n = 1.4,$ принимая во внимание, что все экспериментальные спектры измерялись в хлороформе.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Кластер из ККТ среднего размера 3.5 нм с дисперсией 0–15%

Зависимость $\Delta \lambda = \Delta \lambda \left( {N,L,\sigma ,\phi ,\varphi } \right)$ представляет собой поверхность в шестимерном пространстве, отобразить которую на плоскости в доступном для понимания виде практически невозможно. Тем не менее, можно выбрать одну точку в таком пространстве, например с пятью аргументами $N = {{10}^{3}},$ $L = 0$ нм, $\sigma = 10\% ,$ $\phi = 1,$ $\varphi = 1$ и соответствующим им рассчитанным значением сдвига спектра люминесценции при образовании нанокластера $\Delta \lambda = 14.2$ нм. Зафиксировав четыре аргумента из пяти и варьируя оставшийся, построим зависимости сдвига $\Delta \lambda $ от каждого аргумента. Эти зависимости отображены на рис. 2а.

Рис. 2.

Зависимости сдвига $\Delta \lambda $ от логарифма числа ККТ в нанокластере (◼), от дисперсии частиц по размерам (⚫), от толщины лигандной оболочки (▲), от доли люминесцирующих частиц (◆) и квантового выхода (звездочка), где $N$ равно (слева направо) 20, 32, 50, ${{10}^{2}}$, ${{10}^{3}}$, ${{10}^{4}}$; $\sigma $ равно 0–15%; $L$ равно 0, 0.5, 1, 1.5, 2 нм; $\phi $ равно 0.1, 0.3, 0.5, 0.7, 0.8, 0.9, 0.99, 0.995, 0.998, 0.999, 1; $\varphi $ равно 0.1, 0.3, 0.5, 0.7, 0.8, 0.9, 1. На вставке (а) показана зависимость $\Delta \lambda \left( \phi \right)$ для значений $\phi $ 0.99, 0.995, 0.998, 0.999, 1. На вставке (б) даны зависимости $\Delta \lambda \left( \phi \right)$ и $\Delta \lambda \left( \varphi \right)$ для значений $\phi $ и $\varphi $ 0.1, 0.3, 0.5, 0.7, 0.8, 0.9, 0.99, 1.

Рассмотрим зависимость $\Delta \lambda \left( \sigma \right).$ Для этого берем линию, обозначенную ($\sigma ,$ %). Дисперсия $\sigma $ принимает значения от 0 до 15% с шагом 1% слева направо, остальные аргументы на этой линии фиксированы значениями $N = {{10}^{3}},$ $L = 0$ нм, $\phi = 1,$ $\varphi = 1.$ Для самой левой точки, помеченной символом (⚫) на этой линии, $\sigma $ = 0%, а соответствующее значение $\Delta \lambda = 0$ нм. Это тривиальный результат, поскольку если все частицы одинаковы, то их спектры тоже одинаковы и сдвиг равен 0. Следующая точка на этой линии относится к $\sigma $ = 1% и $\Delta \lambda = 0.2$ нм. Затем $\sigma $ = 2% и $\Delta \lambda = 0.6$ нм; $\sigma $ = 3% и $\Delta \lambda = 1.4$ нм, и так далее до $\sigma $ = 15% и $\Delta \lambda = 21.8$ нм. По мере увеличения дисперсии по размерам, в системе растет доля частиц как меньшего, так и крупного размера. Следовательно, перенос с мелких ККТ на крупные становится более заметен. Однако сдвиг не может увеличиваться до бесконечности, он ограничен размером самой большой частицы, которая может присутствовать в кластере. В условиях проводимых расчетов эта частица имеет размер 4.83 нм, а предельный сдвиг составляет около 25–27 нм.

При увеличении дисперсии происходит не только увеличение сдвига $\Delta \lambda ,$ меняются положения самих максимумов спектров люминесценции до и после формирования кластера. Если $\sigma = 0\% ,$ то пик спектра люминесценции смеси частиц (и кластера) приходится на 577.5 нм, а если $\sigma = 15\% ,$ то расположение максимумов соответствует 585.4 нм (для смеси) и 607.2 нм (для кластера). О причине смещения речь пойдет ниже.

Теперь рассмотрим зависимость сдвига от длины стабилизирующего лиганда $\Delta \lambda \left( L \right),$ которой соответствует линия ($L,$ нм). Остальные аргумента фиксированы: $N = {{10}^{3}},$ $\sigma = 10\% ,$ $\phi = 1,$ $\varphi = 1.$ Самое левое значение на этой линии – точка пересечения с линией (σ, %), для которой $L = 0$ и $\Delta \lambda = 14.2$ нм. Следующая точка (самый левый ▲) имеет координаты $L = 0.5$ и $\Delta \lambda = 13.8$ нм. Затем идут обозначенные ▲ точки $L = 1$ и $\Delta \lambda = 13.1$ нм, $L = 1.5$ и $\Delta \lambda = 12.1$ нм, $L = 2$ и $\Delta \lambda = 10.9$ нм. Уменьшение величины сдвига при наращивании защитной лигандной оболочки ожидаемо, поскольку при этом увеличиваются расстояния между ККТ и, следуя формуле (3), уменьшаются константы скорости переноса между частицами. В результате FRET становится менее эффективным.

Зависимость от доли люминесцирующих частиц $\Delta \lambda \left( \phi \right)$ более резкая. При появлении в кластере, составленном из 1000 ККТ, всего одной не люминесцирующей частицы сдвиг уменьшается с 14.2 до 12.6 нм (см. вставку к рис. 2а). Такое значительное уменьшение может быть вызвано только сильным переносом энергии на “темную” частицу, который обусловлен отсутствием лигандной оболочки частиц. Поэтому можно ожидать, что при появлении оболочки зависимость $\Delta \lambda \left( \phi \right)$ будет менее резкой.

В противоположность сильной зависимости $\Delta \lambda \left( \phi \right)$ сдвига от доли люминесцирующих частиц, зависимость $\Delta \lambda \left( \varphi \right),$ т.е. от квантового выхода люминесценции ККТ φ, является слабой, квантовый выход практически не влияет на величину сдвига. Лишь при уменьшении $\varphi $ до 0.1 сдвиг немного уменьшается с 14.2 до 13 нм (см. самую левую точку, обозначенную звездочкой). Объяснением такой слабой зависимости служат формулы (4) и (3). Согласно этим формулам, уменьшение квантового выхода в 10 раз приводит к уменьшению радиуса Фёрстера всего лишь в $\sqrt[6]{{10}} \approx 1.47$ раза. Уменьшение константы переноса ${{\omega }_{{i \to j}}}$ при таком изменении $R_{{F,i \to j}}^{6}$ эквивалентно влиянию, которое бы оказало увеличение расстояний между ККТ в $\sqrt[6]{{10}}$ раза, что для частиц размером 3.5 нм соответствует наращиванию лигандной оболочки толщиной 0.9 нм.

Ну и, наконец, рассмотрим зависимость сдвига $\Delta \lambda \left( N \right)$ от числа частиц в составе нанокластера. Поскольку число частиц может меняться в широком диапазоне (от десятков до десятков тысяч), удобнее представить зависимость $\Delta \lambda \left( {\lg N} \right)$. Самое левое значение (◼) соответствует $N = 20$ и $\Delta \lambda = 11.1$ нм. С ростом числа частиц до $N = {{10}^{3}}$ значение $\Delta \lambda $ возрастает до 14.2, а затем не меняется.

Представленные на рис. 2а зависимости – это лишь частные зависимости $\Delta \lambda $ от каждого аргумента в отдельности. Аналогичные зависимости были рассчитаны для другой точки, где $N = {{10}^{3}},$ $L = 1$ нм, $\sigma = 5\% ,$ $\phi = 1,$ $\varphi = 1$ (рис. 2б). В этом случае вокруг частиц с дисперсией 5% присутствует оболочка толщиной 1 нм. В этом случае все частные зависимости менее выражены, если сравнивать с частицами с дисперсией 10% и без лигандов.

Кластер, состоящий из ККТ двух размеров: 2.5 и 4.5 нм

Пики спектров люминесценции ККТ размером 2.5 и 4.5 нм очень хорошо разнесены, так что их можно наблюдать отдельно друг от друга. Соотношение количеств 100 : 1 выбрано таким образом, чтобы FRET было удобно наблюдать. А именно: вклад от люминесценции частиц 2.5 нм должен превалировать до формирования нанокластера, что показано на рис. 3 пунктирной линией. Результаты расчетов спектра люминесценции при образовании кластера показаны на рис. 3.

Рис. 3.

Изменение спектра люминесценции нанокластера, содержащего ККТ размером 2.5 и 4.5 нм в пропорции 100 : 1 при абсолютном количестве больших частиц $x$: (а) ККТ без оболочки, (б) толщина оболочки $L = 1$ нм. Пунктирная линия соответствует спектру не агрегированных частиц.

Рис. 3 иллюстрирует значительное уменьшение вклада ККТ диаметром 2.5 нм и такое же увеличение вклада от частиц размером 4.5 нм. Причем, чем больше частиц в кластере при сохранении соотношения между маленькими и большими, тем существеннее происходит FRET. Объясняется это так. Пусть число частиц в кластере увеличилось в $x$ раз – маленьких и больших. Объем кластера возрос во столько же раз, а линейный размер кластера – в $\sqrt[3]{x}.$ Следовательно, линейная удаленность больших ККТ от маленьких сократилась в $\sqrt[3]{{{{x}^{2}}}}$ раз. Поэтому и возбуждение окажется на большой частице с большей вероятностью.

Для частиц без оболочки (рис. 3а) увеличение размера кластера в 10 раз достаточно, чтобы практически все возбуждение перешло на большие частицы. Действительно, если в кластере 101 частица (100 диаметром 2.5 нм и одна на 4.5 нм), то в среднем между маленькой и большой частицами расположено еще две маленьких частицы. Если кластер увеличить в 10 раз, то в среднем каждая маленькая частица станет соседствовать с 1 большой. Если оболочки нет, то такого соседства достаточно для почти полного переноса. Заметим, что для частиц, покрытых оболочкой 1 нм (рис. 3б), эффективность переноса неполная, если рядом с маленькой ККТ присутствует всего одна большая наночастица. Только если больших частиц по-соседству две–три, то перенос почти полный. Это наблюдалось для кластера, составленного из 10100 частиц ($x = 100$).

Сравнение с экспериментом

Для сравнения с экспериментом были синтезированы другие ККТ CdSe по методике из работы [12]. Все дальнейшие измерения спектры люминесценции для синтезированных ККТ были проведены в толуоле (n = 1.5) при варьировании длины волны возбуждающего света от 400 до 700 нм с шагом 2 нм на спектрофлуориметре Shimadzu RF-6000. Средний размер наночастиц составлял $D \approx 2.65$ нм, дисперсия $\sigma $ распределения, оцененная по характерной ширине спектра люминесценции по методике, описанной в работе [3], составила величину около 5%.

Кроме того, была проведена оценка дисперсии функции распределения ККТ по размерам на основе измерения матрицы возбуждения-люминесценции [22]. Экспериментально измеренная матрица возбуждения-люминесценции приведена на рис. 4а. Такая же матрица была рассчитана для ККТ размером $D = 2.65$ нм, дисперсией $\sigma $ = 5% и толщиной лигандной оболочки $L = 1$ нм (рис. 4б).

Рис. 4.

Матрица возбуждения люминесценции: снятая в эксперименте (а) и рассчитанная в программе (б).

Обе матрицы характеризуются овальным пятном в правой части. Наклон и эксцентриситет овала зависят от размеров и дисперсности частиц. Качественное совпадение свидетельствует о применимости используемых спектров индивидуальных частиц. Отличия могут быть вызваны отклонением распределения реальных частиц по размерам от идеального распределения Гаусса, используемого в данной работе.

Было также проведено сравнение описанных выше результатов математического моделирования с экспериментальными данными изменения спектров люминесценции при формировании нанокластеров в процессе добавления к толульному раствору синтезированных ККТ CdSe в качестве осадителя ацетонитрила [7, 8]. На рис. 5 представлены нормированные экспериментальные спектры люминесценции до и после образования кластеров. Сдвиг максимума пика при формировании нанокластера составляет 3 нм. Также были рассчитаны спектры люминесценции для ККТ со средним размером $D = 2.65$ нм, дисперсией $\sigma = 5\% ,$ толщиной лигандной оболочки $L = 1$ нм, долей люминесцирующих частиц $\phi = 1$ и квантовым выходом $\varphi = 1$. Сдвиг в этом случае равен 3.8 нм. Количественные отличия величины сдвига $\Delta \lambda $ могут быть вызваны тем, что квантовый выход $\varphi $ реальных частиц меньше 1. Действительно, если учесть в расчете реальный квантовый выход синтезированных ККТ $\varphi = 0.11,$ то величина сдвига уменьшится до 3.0 нм, что количественно согласуется с экспериментальным значением $\Delta \lambda .$

Рис. 5.

Экспериментальные спектры ККТ CdSe в растворе (пунктирная линия) и нанокластера (сплошная линия).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В работе рассчитаны количественные зависимости эффективности FRET в нанокластерах ККТ селенида кадмия от ширины распределения частиц по размерам, от толщины лигандной оболочки, от размера кластера, от доли люминесцирующих частиц, а также от квантового выхода. Показано, что наличие небольшой доли не люминесцирующих частиц (меньше 1%) кардинальным образом сказывается на характеристиках кластера, а даже значительное уменьшение квантового выхода люминесценции приводит к очень малому изменению эффективности переноса. Толщина стабилизирующей лигандной оболочки ККТ существенно влияет на FRET, если дисперсия по размерам достигает величин 5–10% и более. Если же дисперсия по размерам не превосходит 5%, то лиганды и размер кластера практически не влияют на перенос.

Работа выполнена при поддержке Российского научного фонда (проект 14-13-01426), а также при финансовой поддержке Министерства образования и науки РФ по Программе повышения конкурентоспособности МФТИ “5–100” среди ведущих мировых научно-образовательных центров на 2016–2020 гг. (Соглашение № 074-02-2018-286).

Список литературы

  1. Kagan C.R., Murray C.B., Bawendi M.G. // Phys. Rev. B. 1996. V. 54. P. 8633.

  2. Бричкин С.Б., Спирин М.Г., Гак В.Ю. // Коллоидный журнал. 2014. Т. 76. № 1. С. 8.

  3. Разумов В.Ф., Товстун С.А. // Химия высоких энергий. 2015. Т. 49. № 1. С. 46.

  4. Товстун С.А., Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2015. Т. 49. № 4. С. 293.

  5. Товстун С.А., Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2015. Т. 49. № 5. С. 394.

  6. Товстун С.А., Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2016. Т. 50. № 4. С. 294.

  7. Товстун С.А., Бричкин С.Б., Спирин М.Г., Гак В.Ю., Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2017. Т. 51. № 6. С. 490.

  8. Бричкин С.Б., Товстун С.А., Спирин М.Г., Разу-мов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2017. Т. 51. № 6. С. 497.

  9. Tovstun S.A., Martyanova E.G., Brichkin S.B., Spirin M.G., Gak V.Yu., Kozlov A.V., Razumov V.F. // J. of Luminescence. 2018. V. 200. P. 151.

  10. Невидимов А.В., Разумов В.Ф. // Коллоидный журн. 2018. Т. 80. № 5. С. 556.

  11. Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2014. Т. 48. № 6. С. 419.

  12. Спирин М.Г., Бричкин С.Б., Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2015. Т. 49. № 3. С. 221.

  13. Спирин М.Г., Бричкин С.Б., Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2015. Т. 49. № 6. С. 469.

  14. Бричкин С.Б., Спирин М.Г., Мартьянова Е.Г., Кожухина Д.А., Трепалин В.В., Разумов В.Ф. // Химия высоких энергий. 2016. Т. 50. № 3. С. 198.

  15. Бричкин С.Б., Разумов В.Ф. // Успехи химии. 2016. Т. 85. № 12. С. 1297.

  16. Masters B.R. // Eur. Phys. J. H. 2014. V. 39. P. 87.

  17. van Sark W.G.J.H.M., Frederix P.L.T.M., van den Heuvel D.J., Gerritsen H.C., Bol A.A., van Lingen J.N.J., Donega C.M., Meijerink A. // J. Phys. Chem. B. 2001. V. 105. P. 8281.

  18. Невидимов А.В., Разумов В.Ф. // Коллоидный журн. 2016. Т. 78. № 1. С. 68.

  19. Невидимов А.В., Разумов В.Ф. // Коллоидный журн. 2016. Т. 78. № 5. С. 596.

  20. Невидимов А.В., Разумов В.Ф. // Коллоидный журн. 2018. Т. 80. № 1. С. 78.

  21. Невидимов А.В., Разумов В.Ф. // Коллоидный журн. 2018. Т. 80. № 6. С. 703.

  22. Tovstun S.A., Razumov V.F., Spirin M.G., Martyano-va E.G., Brichkin S.B. // J. of Luminescence. 2017. V. 190. P. 436.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Химия высоких энергий

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал