Interactie-effect van temperatuur en excitatie-intensiteit op de fotoluminescentiekenmerken van InGaAs/GaAs-oppervlakkwantumstippen

Resultaten en discussie

De morfologie van de In_0.35 Ga_0,65 Aangezien SQD's voor elk monster worden bestudeerd, zoals aangegeven door de AFM-afbeeldingen in Fig. 1b en de geëxtraheerde QD-hoogte in Fig. 1c, evenals de QD-dichtheid in Fig. 1d. Voor alle monsters worden geen grote onsamenhangende eilanden of defecten op het oppervlak gevonden zoals verwacht voor QD-monsters van hoge kwaliteit. Voor groeitemperaturen die stijgen van 475 tot 535 °C, vinden we dat de oppervlaktedichtheid van de SQD's monotoon afneemt van 9,86 × 10 ¹⁰ tot 1,25 × 10 ¹⁰ cm ⁻² . Een dergelijke verandering in QD-dichtheid is te wijten aan de verbetering van de adatom-diffusielengte met toenemende substraattemperatuur. Interessant is dat de gemiddelde hoogte van SQD's niet monotoon afhangt van de groeitemperatuur. Het bereikt een maximum van 6,5 nm voor het monster gekweekt bij 520 °C, wat wijst op een indiumdesorptie-effect bij hogere groeitemperatuur.

De PL-spectra werden eerst gemeten met een relatief lage excitatie-intensiteit van 20 W/cm ² bij 10 K. Zoals weergegeven in Fig. 2a-c, tonen de spectra twee duidelijke emissiebanden voor elk monster. De emissie met lange golflengte wordt toegeschreven aan de SQD's, waarbij de piek met de kortere golflengte afkomstig is van de BQD's. Hier vinden we verschillende kenmerken van de PL-golflengten, volledige breedte bij halve maxima (FWHM's) en intensiteiten tussen de SQD's en BQD's. De roodverschuiving voor SQD-emissie met betrekking tot BQD-emissie wordt toegeschreven aan de veranderingen van stam, QD-dimensie en indiumvermenging voor en na het groeien van de GaAs-afdeklaag, dwz de BQD's staan ​​onder een grotere compressieve spanning, kleinere gemiddelde QD-hoogte en sterkere vermenging met een evenredige verschuiving van de bandgap naar hogere energieën [18,19,20]. De grote FWHM van de SQD's is waarschijnlijk te wijten aan de koppeling tussen de oppervlaktetoestanden en de beperkte energietoestanden in de QD's. Rekening houdend met de PL-intensiteit, kan worden gezien dat de BQD's altijd de emissie-intensiteit hebben die veel sterker is dan de SQD's en dat de geïntegreerde PL-intensiteitsverhouding varieert met betrekking tot de monsters die bij verschillende temperaturen zijn gekweekt. De monsters die bij 505 °C zijn gekweekt, hebben de maximale intensiteit voor zowel BQD's als SQD's, wat de beste QD-kwaliteit voor dit monster aangeeft.

een PL-spectra gemeten bij 10 K met een excitatielaserintensiteit van 20 W/cm ² . b Geëxtraheerde PL-golflengte en c geïntegreerde PL-intensiteit als functie van de groeitemperatuur. d PL-spectra gemeten bij 295 K met een excitatielaserintensiteit van 200 W/cm ² . e PL-golflengte en f geïntegreerde PL-intensiteit als functie van de groeitemperatuur

PL-spectra werden vervolgens gemeten met een excitatie-intensiteit van 200 W/cm ² op kamertemperatuur. Zoals getoond in Fig. 2d-f, zowel de SQD-piek als de BQD-piek verplaatsen zich naar langere golflengten met toenemende temperatuur van 10 K tot 295 K. Zowel de golflengte als de geïntegreerde PL-intensiteit vertonen hetzelfde gedrag als bij 10 K. Maar, heel interessant, we vind de verhouding van de PL-intensiteiten van de BQD's tot de SQD's die over de volledige breedte van elke band zijn geïntegreerd, significant anders is bij lage temperaturen dan bij 295 K, bijvoorbeeld voor het monster gegroeid bij 505 ° C is het ~ -6,7 bij 10 K, terwijl het ~-1,35 is bij kamertemperatuur. Dit geeft aan dat de SQD's en BQD's verschillende kenmerken van dragerrecombinatie en onderliggende mechanismen voor PL-quenching hebben, afhankelijk van de SQD-dichtheid, de temperatuur en waarschijnlijk de excitatie-intensiteit (d.w.z. de dragerpopulatie in de QD's). Het zijn de oppervlaktetoestanden die kunnen fungeren als niet-stralingscentra en door fotonen gegenereerde dragers bij lage temperatuur "bevriezen". Maar deze beperkte dragers kunnen bij hoge temperatuur thermisch worden geactiveerd om de SQD-emissie te verbeteren [17]. We selecteren het monster dat bij 505 °C is gekweekt om een ​​specifieker excitatie- en temperatuurafhankelijk PL-onderzoek te doen, omdat het de beste QD-kwaliteit laat zien voor zowel SQD's als BQD's.

Voor het monster dat bij 505 ° C is gekweekt, worden de PL-spectra vervolgens gemeten voor zowel SQD's als BQD's als een functie van de excitatielaserintensiteit bij temperaturen van 10 K, 77 K, 150 K, 220 K en 295 K. Figuur 3a toont de gemeten spectra bij 10 K als voorbeeld. Uit de excitatie-intensiteitsafhankelijke PL-spectra wordt de geïntegreerde PL-intensiteit geëxtraheerd als een functie van de excitatielaserintensiteit bij elke temperatuur. Zoals getoond in Fig. 3b-f, nemen de PL-intensiteiten lineair toe met toenemende excitatie-intensiteit. Een algemene machtswet van I _PL = η × P ^α wordt voldaan in het lage excitatiebereik, waarbij P is de vermogensdichtheid van de excitatielaser en I _PL is de geïntegreerde intensiteit van de QD-emissie. De exponent α , afhankelijk van de stralingsrecombinatiemechanismen, zal naar verwachting dicht bij de eenheid zijn voor exciton-recombinatie en 2 voor recombinatie van vrije dragers. De coëfficiënt η is eigenlijk een veelomvattend kenmerk dat absorptie, vangst en recombinatie van excitonen omvat [21, 22]. De exponenten, α , en coëfficiënten, η , zijn respectievelijk uitgezet in Fig. 3g, h. Ze worden verkregen door de experimentele gegevens in Fig. 3b-f aan te passen voor de vijf gemeten temperaturen, respectievelijk 10 K, 77 K, 150 K, 220 K en 295 K. Er zijn verschillende temperatuurafhankelijkheden te zien voor BQD's en SQD's.

een PL-spectra als functie van de excitatie-intensiteit voor het monster gekweekt bij 505°C. b ~f De geïntegreerde PL-intensiteiten van de BQD's en SQD's als functies van de excitatie-intensiteit bij respectievelijk 10 K, 77 K, 150 K, 220 K en 295 K. g , u De parameters van de machtswet α en η voor BQD's en SQD's bij verschillende temperaturen. Hier zijn de lijnen alleen maar gidsen voor het oog

Voor de exponent α , vinden we dat het in feite eenheid is bij lage temperaturen tussen 10 en 150 K voor de BQD's, maar het neemt toe tot 1,9 bij toenemende temperatuur van 150 tot 295 K. Dit duidt op exciton-recombinatie voor de BQD's in het lage-temperatuurregime, maar een ingewikkelder dragerrecombinatiemechanisme voor hogere temperaturen. Voor pure exciton-recombinatie, de coëfficiënt, α , moet kleiner zijn dan één, omdat de toename van de excitatie-intensiteit de optische dissipatie verhoogt als gevolg van de verhoogde lichtdiffusie en niet-stralingsdragerverliezen [21]. Voor de SQD's geldt echter α is waarneembaar groter (α = 1.2~1.3) dan eenheid met zeer weinig variatie over het gehele temperatuurbereik, van 10 tot 295 K. Daarom is de SQD-emissie bij lage temperatuur niet puur exciton-achtig. Het kan al niet-radiatieve recombinatiemechanismen bevatten op niveaus die hoger zijn dan de BQD's.

De coëfficiënt η kan worden waargenomen dat het langzaam afneemt met toenemende temperatuur van 10 tot 150 K voor de BQD's, en vervolgens snel daalt van 150 tot 295 K. Voor de SQD's geldt echter η neemt langzaam af over het gehele temperatuurbereik van 10 tot 295 K. We vinden ook dat η voor de BQD's is bijna twee orden groter dan die voor de SQD's bij lage temperaturen van 10 tot 150 K, wat wijst op een zwakke PL-efficiëntie voor de SQD's bij zulke lage temperaturen. Echter, bij 150 K η want de BQD's beginnen dramatisch af te nemen met toenemende temperatuur die bijna twee orden van grootte lager wordt dan die van de SQD's bij kamertemperatuur.

Het waargenomen gedrag van de exponent α en de coëfficiënt η in Fig. 3g versterkt h duidelijk onze veronderstelling dat de SQD's en BQD's verschillende kenmerken en onderliggende mechanismen hebben voor emissie en PL-quenching. Voor de BQD's zijn de dragers opgesloten in de QD's bij een lage temperatuur van 10 K en is emissie door excitonrecombinatie dominant. Bij toenemende temperatuur van 10 tot 77 K en vervolgens tot 150 K, halen de dragers energie uit fononen, waardoor ze kunnen worden geactiveerd vanaf kleine stippen en zich opnieuw kunnen verdelen in grotere. Door de temperatuur verder te verhogen van 150 K in de richting van kamertemperatuur, krijgen de dragers voldoende energie om te ontsnappen van de BQD's naar niet-stralingscentra, wat resulteert in thermische uitdoving van het PL-signaal. Daarom hebben de BQD's geen directe interactie met de oppervlaktetoestanden. Het zijn fononen die ervoor zorgen dat de dragers in de BQD's zich herverdelen en doven.

De SQD's daarentegen staan ​​in nauw contact met de oppervlaktetoestanden [17, 20]. Bij lage temperatuur is er sterke concurrentie tussen SQD's en oppervlaktetoestanden voor het ontvangen van door fotonen gegenereerde dragers uit de GaAs-matrix. Het is duidelijk dat ze vanwege de hoge dichtheid van de oppervlaktetoestanden meer dragers ontvangen dan de SQD's. Als resultaat hebben we een zwakke PL-intensiteit waargenomen voor de SQD's bij 10 K. Ook is vanwege de koppeling of overspraak tussen SQD's en oppervlaktetoestanden de exponent α waarneembaar groter (α =-1,2~-1,3) dan eenheid voor SQD's bij 10 K. Bij toenemende temperatuur kunnen de dragers die in de oppervlaktetoestanden zijn opgesloten fonon-energie verkrijgen om te ontsnappen en vervolgens de SQD's te bevolken [17]. Deze herovering van dragers verhoogt de emissie van de SQD's en niet de BQD's bij hoge temperatuur. Dit verklaart de lichte stijging van de coëfficiënt, η , terwijl de temperatuur stijgt van 10 tot 77 K zoals weergegeven in Fig. 3h. Dit verklaart ook waarom de waarde van de coëfficiënt, η , van de SQD's hoger wordt dan die van de BQD's bij ~  220 K in dezelfde figuur. Bovenal zien we dat de SQD-emissie niet zoveel varieerde als de BQD's met de temperatuur met betrekking tot de coëfficiënt, η , en exponent, α . Het dynamische proces van de drager laat dus verschillende temperatuurafhankelijkheden zien voor BQD's en SQD's.

Om de SQD's verder te karakteriseren, werden temperatuurafhankelijke PL-spectra gemeten bij verschillende excitatie-intensiteiten. Dit wordt getoond in Fig. 4. Ook hier vinden we verschillende kenmerken tussen de SQD's en de BQD's. Voor de BQD's, in figuur 4a, vertoont de evolutie van de geïntegreerde PL-intensiteit als een functie van temperatuur twee regimes. Voor elke excitatie-intensiteit blijft de geïntegreerde PL-intensiteit constant tot een bepaalde kritische temperatuur, waarboven deze snel vervalt. Dit is typisch gedrag voor PL van InGaAs BQD's. In het lage-temperatuurregime kunnen sommige dragers thermische energie winnen om te worden geactiveerd en heroverd door grotere BQD's. Daarom is er in dit regime geen prominent verlies in de geïntegreerde PL-intensiteit, maar de PL-piekenergie blijkt af te nemen naarmate de FWHM smaller wordt, zoals weergegeven in figuur 4c, e. In het hoge-temperatuurregime krijgen dragers in BQD's voldoende thermische energie om uit de BQD's te ontsnappen en vervolgens vast te komen te zitten op niet-stralingsdragervallen, waardoor de geïntegreerde PL-intensiteit afneemt als gevolg van verlies van dragers uit de BQD's. De twee regimes die hier voor de BQD's in Fig. 4 worden gezien, correleren met de variaties in de exponent, α en coëfficiënt, η voor SQD's zoals weergegeven in Fig. 3g, h, die dezelfde mechanismen weerspiegelt in de temperatuurafhankelijke PL-metingen.

een Geïntegreerde PL-intensiteiten van de BQD's en de SQD's als functies van temperatuur bij verschillende excitatie-intensiteiten. b Arrhenius-plot met een excitatie-intensiteit van 3 W/cm ² voor de BQD's en de SQD's. De PL-piekenergie van c de BQD's en d de SQD's. De FWHM van e de BQD's en f de SQD's als functies van temperatuur

Voor de SQD's, in figuur 4a, neemt de geïntegreerde PL-intensiteit monotoon af over het gehele bereik van de gemeten temperaturen. We zien dat de geïntegreerde PL-intensiteit van de SQD's sneller/langzamer afneemt dan die van de BQD's in het lage-/hogetemperatuurregime met een omzet bij ~ -150 K. Interessant is dat de SQD's geen kenmerken van het heroveren van de drager vertoonden in de lage-temperatuurregime van 10 K ~ 80 K zoals eerder werd waargenomen [17]. Dit is hoogstwaarschijnlijk te wijten aan verschillen in de QD-dichtheid en/of de excitatie-intensiteit. We zien ook in figuur 4a dat de geïntegreerde PL-intensiteit van de SQD's begint af te nemen zodra de temperatuur stijgt van 10 K. Sommige groepen hebben de eerdere thermische uitdoving van de SQD PL-intensiteit toegeschreven aan de gevoeligheid van de SQD's voor omgevingspotentieel fluctuaties [23, 24]. Anderen beweren dat er geen opgesloten elektronentoestanden zijn in de bevochtigende laag van InGaAs SQD's, zodat de dragers die in SQD's zijn opgesloten geen kanaal hebben om door thermische activering en herovering naar andere grotere SQD's te worden overgebracht [17, 20].

Hier presenteren we een andere hypothese om de thermische uitdoving van de SQD PL te verklaren. Wij zijn van mening dat de oppervlaktetoestanden een belangrijke rol spelen voor de SQD-emissie en -uitdoving. De oppervlaktetoestanden zijn sterk gekoppeld aan de discrete energietoestanden van de SQD's, waardoor dragers gemakkelijk kunnen worden overgedragen naar niet-stralingsvallen, zelfs bij lage temperatuur. Daarom neemt de geïntegreerde PL-intensiteit van de SQD's sneller af dan die van BQD's in het lage-temperatuurregime. In het hoge-temperatuurregime waar de BQD's snel beginnen te blussen als gevolg van ontsnapping van de drager naar de WL en de GaAs, zien we dat de SQD-uitdoving langzamer is dan de BQD's. Dit is als het gecombineerde resultaat van twee eigenschappen van het systeem. Ten eerste hebben de SQD's dieper opgesloten elektronenenergieniveaus dan de BQD's, zoals aangegeven door hun lagere energie-PL. Ten tweede zijn er geen opgesloten elektronentoestanden in de bevochtigende laag van de InGaAs SQD's, en daarom missen de dragers die zijn opgesloten in de SQD's een efficiënt kanaal om over te dragen naar andere grotere SQD's door thermische activering en herovering. Dit is alleen mogelijk via het oppervlaktetoestandkanaal. Dit blijft dragers in hetzelfde tempo uit de SQD's trekken; daarom is er geen plotselinge uitdoving zoals bij de BQD's. Bovendien zou de overdracht van dragers van de oppervlaktetoestanden naar de SQD's ook de SQD-emissie verbeteren.

Door middel van temperatuurafhankelijke PL-metingen hebben we waargenomen dat de SQD's beginnen te blussen bij lagere temperatuur, maar uiteindelijk neemt hun intensiteit langzamer af dan de BQD's bij hoge temperatuur. Bovendien vinden we dat hoe hoger de excitatie-intensiteit, hoe langzamer de thermische vervalsnelheid van de geïntegreerde PL-intensiteit voor SQD's. Het is redelijk om aan te nemen dat bij een hogere excitatie-intensiteit de oppervlaktetoestanden meer bevolkt raken, waardoor het verlies van dragers van de SQD's wordt verminderd. Vervolgens vertoont de geïntegreerde PL-intensiteit van de SQD's een meer geleidelijk thermisch verval met toenemende excitatie-intensiteit.

Om het mechanisme van thermische quenching van dragers beter te begrijpen, toont figuur 4b een Arrhenius-plot met een excitatie-intensiteit van 3 W/cm ² . De experimentele gegevens werden uitgerust met een relatie met twee niet-radiatieve recombinatieprocessen:

Waar ik (T ) is de geïntegreerde PL-intensiteit en bij temperatuur, T; k _B , , C ₁ , en C ₂ zijn constanten; en E ₁ en E ₂ zijn de thermische activeringsenergieën [25, 26]. De PL-emissie in het lage-temperatuurbereik wordt voornamelijk bepaald door C ₁ exp(−E ₁ /(k _B T )) met E ₁ = 4,1 meV voor SQD's en 14,5 meV voor BQD's. De activeringsenergieën die worden geëxtraheerd uit PL-emissie in het hoge temperatuurbereik zijn E ₂ = 21,2 meV voor de SQD's en 79,0 meV voor de BQD's, waarvan algemeen wordt aangenomen dat ze het gevolg zijn van thermisch geactiveerde dragers die uit de QD's ontsnappen. We schrijven de kleinere E . toe ₂ voor de SQD's tot de relatief lage energie van de oppervlaktetoestanden, wat een kanaal met lagere energie biedt voor het ontsnappen van dragers.

De PL-piekenergieën van de BQD's en SQD's vertonen ook duidelijke verschillen met toenemende temperatuur, zoals respectievelijk getoond in Fig. 4c, d. De PL-piekenergieën van de BQD's tonen de bekende "S-vorm" met een langzame roodverschuiving bij lage temperatuur, dan een snelle roodverschuiving door het middenbereik van temperaturen, gevolgd door een relatief langzame roodverschuiving als we de kamer naderen. temperatuur. Dit kenmerk kan worden toegeschreven aan thermische activering en herverdelingskenmerken van de drager tussen BQD's, die correleren met de FWHM-veranderingen die worden getoond in figuur 4e. Heel anders volgt de SQD-piekenergie de Varshni-wet voor de bandgap van bulk InGaAs vanwege de afwezigheid van het herverdelingskanaal van de draaggolf. Dit komt ook overeen met de monotone toename van de FWHM van de SQD's over het gehele temperatuurbereik, zoals weergegeven in figuur 4f.

Naast de niet-stralingsverlieskanalen die worden gevonden via de temperatuurafhankelijke PL, blijkt uit figuur 4a dat de vervalsnelheid met de temperatuur van de SQD's ook varieert met het excitatievermogen, wat aantoont dat de overdrachtssnelheid van de drager ook afhankelijk is van het excitatievermogen. De dragerpopulatie en bijbehorende PL-intensiteiten weerspiegelen de drageroverdrachtprocessen, dus het verschil in deze processen tussen de BQD's en SQD's kan worden gekenmerkt door de verhouding tussen hun PL-intensiteiten. We hebben dus de verhouding van de geïntegreerde PL-intensiteiten tussen de SQD's en BQD's uitgezet als functies van de excitatie-intensiteit en temperatuur in respectievelijk Fig. 5a, b.

een De geïntegreerde PL-intensiteitsverhouding (SQD's/BQD's) met betrekking tot de excitatie-intensiteit. b De geïntegreerde PL-intensiteitsverhouding met betrekking tot temperatuur voor zowel lage als hoge excitatie-intensiteit van 3 W/cm ² en 95 W/cm ²

Zoals aangegeven door Fig. 5a, tonen de verhoudingen verschillende afhankelijkheden van de excitatie-intensiteit bij verschillende temperaturen. Bij de lage temperatuur van 10 K is de intensiteitsverhouding veel lager dan 1 voor alle intensiteiten, wat hoogstwaarschijnlijk te wijten is aan het feit dat de oppervlaktetoestanden fungeren als niet-stralingsrecombinatiecentra en concurreren met de SQD's om de meeste dragers te vangen en te "bevriezen". Naarmate de laserintensiteit van de excitatie toeneemt van 3 mW/cm ² tot 950 W/cm ² , neemt de verhouding eerst heel licht toe met een maximum van ongeveer 10 W/cm ² . Dit is een heel klein effect dat waarschijnlijk aantoont dat er een onderlinge relatie is tussen de twee systemen. Hier vertonen de BQD's waarschijnlijk enige verzadiging die de SQD-emissie verbetert. Dit is te zien in figuur 3b, waar de BQD's een kleine afwijking hebben onder de lineaire toename met vermogen en de SQD's een kleine afwijking boven lineair hebben. Bij 77 K volgen de verhoudingen bijna dezelfde trend als die voor 10 K, behalve dat bij 110 K de verhouding een monotone afname vertoont met laserexcitatie over het gehele bereik. Dit toont waarschijnlijk het begin van de bevolkingstoename van de aangeslagen toestanden van de BQD's die een meer dan lineaire machtswet zouden hebben. Dit gaat verder in de 150 K-gegevens die kunnen worden vergeleken met figuur 3d, waar te zien is dat de BQD's toenemen met een snelheid die iets hoger is dan lineair, terwijl de SQD's lineair blijven. Daarom tonen de gegevens voor 150 K in figuur 5a een zeer merkbaar verval in de verhouding met toenemend vermogen. Echter, boven ~ 10 W/cm ² , verandert de relatie blijkbaar van richting waar de SQD's de aangeslagen toestanden beginnen te vullen met een meer dan lineaire toename met vermogen. Dit is mogelijk te zien in figuur 4f, waar net boven 100 K de FWHM sterk toeneemt, waarschijnlijk als gevolg van het thermisch bevolkt worden van aangeslagen toestanden. Voor hogere temperaturen in figuur 5a blijft de verhouding de trend volgen die is ingesteld op 150 K, met een continue verschuiving naar hogere waarden aangezien de BQD's verhoogde tekenen van thermische uitdoving vertonen zoals te zien is in figuur 4a.

Afbeelding 5b toont de verandering van de verhouding met de temperatuur, eerst afnemend en vervolgens toenemend voor zowel laag- als hoogvermogen-excitaties van 3 W/cm ² en 95 W/cm ² , respectievelijk. Dit kan volledig worden begrepen door Fig. 4a opnieuw te bekijken. We zien dat de BQD's stabiel zijn tot ~  150 K, terwijl de SQD's afnemen, waarna de BQD's plotseling afnemen en de SQD's langzaam blijven vervallen met een vergelijkbare snelheid als het lage temperatuurbereik. De verhouding wordt dus voornamelijk beïnvloed door de plotselinge thermische uitdoving van de BQD's tegen de achtergrond van het langzame thermische verlies van de SQD-dragers aan de oppervlaktetoestanden.