Efek Interaksi Suhu dan Intensitas Eksitasi pada Karakteristik Fotoluminesensi Titik Kuantum Permukaan InGaAs/GaAs

Hasil dan Diskusi

Morfologi In_0,35 Ga_0,65 Sebagai SQD dipelajari untuk setiap sampel, seperti yang ditunjukkan oleh gambar AFM pada Gambar. 1b dan tinggi QD yang diekstraksi pada Gambar. 1c serta kepadatan QD pada Gambar. 1d. Untuk semua sampel, pulau besar yang tidak koheren atau cacat tidak ditemukan di permukaan seperti yang diharapkan untuk sampel QD berkualitas tinggi. Untuk suhu pertumbuhan yang meningkat dari 475 menjadi 535 °C, kami menemukan kerapatan areal SQD menurun secara monoton dari 9,86 × 10 ¹⁰ ke 1,25 × 10 ¹⁰ cm ⁻² . Perubahan densitas QD tersebut disebabkan oleh peningkatan panjang difusi adatom dengan meningkatnya suhu substrat. Menariknya, tinggi rata-rata SQD tidak secara monoton bergantung pada suhu pertumbuhan. Mencapai maksimum 6,5 nm untuk sampel yang ditumbuhkan pada 520 °C, yang menunjukkan efek desorpsi indium pada suhu pertumbuhan yang lebih tinggi.

Spektrum PL pertama kali diukur dengan intensitas eksitasi yang relatif rendah sebesar 20 W/cm ² pada 10 K. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar 2a-c, spektrum menunjukkan dua pita emisi yang jelas untuk setiap sampel. Emisi panjang gelombang panjang dikaitkan dengan SQD dengan puncak panjang gelombang yang lebih pendek berasal dari BQD. Di sini, kami menemukan fitur yang berbeda dari panjang gelombang PL, lebar penuh pada setengah maksimum (FWHM), dan intensitas antara SQD dan BQD. Pergeseran merah untuk emisi SQD sehubungan dengan emisi BQD dikaitkan dengan perubahan regangan, dimensi QD, dan pencampuran indium sebelum dan sesudah menumbuhkan lapisan penutup GaAs, yaitu, BQD berada di bawah regangan tekan yang lebih besar, tinggi QD rata-rata yang lebih kecil , dan pencampuran yang lebih kuat dengan pergeseran celah pita yang sepadan ke energi yang lebih tinggi [18,19,20]. FWHM besar dari SQD kemungkinan disebabkan oleh kopling antara keadaan permukaan dan keadaan energi terbatas di QD. Dalam pertimbangan intensitas PL, dapat dilihat bahwa BQD selalu memiliki intensitas emisi yang jauh lebih kuat daripada SQD dan rasio intensitas PL terintegrasi bervariasi sehubungan dengan sampel yang ditanam pada suhu yang berbeda. Sampel yang ditumbuhkan pada 505 °C menunjukkan intensitas maksimum untuk BQD dan SQD, yang menunjukkan kualitas QD terbaik untuk sampel ini.

a Spektrum PL diukur pada 10 K dengan intensitas laser eksitasi 20 W/cm ² . b Panjang gelombang PL yang diekstraksi dan c intensitas PL terintegrasi sebagai fungsi dari suhu pertumbuhan. d Spektrum PL diukur pada 295 K dengan intensitas laser eksitasi 200 W/cm ² . e Panjang gelombang PL dan f intensitas PL terintegrasi sebagai fungsi dari suhu pertumbuhan

Spektrum PL kemudian diukur dengan intensitas eksitasi 200 W/cm ² pada suhu kamar. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2d–f, baik puncak SQD dan puncak BQD bergerak ke panjang gelombang yang lebih panjang dengan meningkatnya suhu dari 10 K menjadi 295 K. Baik panjang gelombang maupun intensitas PL terintegrasi mengikuti perilaku yang sama seperti yang terjadi pada 10 K. Namun, yang sangat menarik, kami temukan rasio intensitas PL dari BQD ke SQD yang terintegrasi pada lebar penuh setiap pita berbeda secara signifikan pada suhu rendah daripada pada 295 K, misalnya, untuk sampel yang ditumbuhkan pada 505 °C adalah ~ 6.7 pada 10 K, sedangkan ~ 1,35 pada suhu kamar. Ini menunjukkan bahwa SQD dan BQD memiliki karakteristik rekombinasi pembawa yang berbeda dan mekanisme yang mendasari pendinginan PL, tergantung pada kepadatan SQD, suhu, dan mungkin intensitas eksitasi (yaitu, populasi pembawa di QD). Ini adalah keadaan permukaan yang dapat bertindak sebagai pusat nonradiatif dan "membekukan" pembawa foton yang dihasilkan pada suhu rendah. Tetapi pembawa terbatas ini dapat diaktifkan secara termal pada suhu tinggi untuk meningkatkan emisi SQD [17]. Kami memilih sampel yang ditumbuhkan pada 505 °C untuk melakukan penyelidikan PL yang bergantung pada eksitasi dan temperatur karena sampel tersebut menunjukkan kualitas QD terbaik untuk SQD dan BQD.

Untuk sampel yang ditumbuhkan pada 505 °C, spektrum PL kemudian diukur untuk SQD dan BQD sebagai fungsi dari intensitas laser eksitasi pada suhu 10 K, 77 K, 150 K, 220 K, dan 295 K. Gambar 3a menunjukkan spektrum terukur pada 10 K sebagai contoh. Dari spektrum PL yang bergantung pada intensitas eksitasi, intensitas PL terintegrasi diekstraksi sebagai fungsi dari intensitas laser eksitasi pada setiap suhu. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3b–f, intensitas PL meningkat secara linier dengan meningkatnya intensitas eksitasi. Hukum kekuatan umum I _PL = η × P ^α puas dalam kisaran eksitasi rendah, di mana P adalah kepadatan daya laser eksitasi dan I _PL adalah intensitas terintegrasi dari emisi QD. Eksponen α , tergantung pada mekanisme rekombinasi radiasi, diharapkan mendekati satu untuk rekombinasi eksiton dan 2 untuk rekombinasi pembawa bebas. Koefisien η sebenarnya adalah karakteristik komprehensif yang mencakup penyerapan, penangkapan, dan rekombinasi rangsangan [21, 22]. Eksponen, α , dan koefisien, η , diplot pada Gambar. 3g, h, masing-masing. Mereka diperoleh dengan menyesuaikan data eksperimen pada Gambar 3b–f untuk lima suhu terukur, masing-masing 10 K, 77 K, 150 K, 220 K, dan 295 K. Ketergantungan suhu yang berbeda dapat dilihat untuk BQD dan SQD.

a Spektrum PL sebagai fungsi intensitas eksitasi untuk sampel yang ditumbuhkan pada 505 °C. b ~f Intensitas PL terintegrasi dari BQD dan SQD sebagai fungsi intensitas eksitasi pada 10 K, 77 K, 150 K, 220 K, dan 295 K. g , h Parameter hukum kekuatan α dan η untuk BQD dan SQD pada suhu yang berbeda. Di sini, garis-garisnya hanya panduan-untuk-mata

Untuk eksponen α , kami menemukan bahwa itu sebenarnya kesatuan pada suhu rendah antara 10 dan 150 K untuk BQD tetapi meningkat menjadi 1,9 dengan meningkatnya suhu dari 150 hingga 295 K. Ini menunjukkan rekombinasi eksiton untuk BQD dalam rezim suhu rendah tetapi a mekanisme rekombinasi pembawa yang lebih rumit untuk suhu yang lebih tinggi. Untuk rekombinasi eksiton murni, koefisiennya, α , harus lebih kecil dari satu, karena peningkatan intensitas eksitasi meningkatkan disipasi optik sebagai akibat dari peningkatan difusi cahaya dan kerugian pembawa nonradiatif [21]. Namun, untuk SQD, α terlihat lebih besar (α = 1.2~1.3) daripada kesatuan dengan variasi yang sangat kecil pada seluruh rentang suhu, dari 10 hingga 295 K. Oleh karena itu, emisi SQD pada suhu rendah tidak murni seperti eksiton. Ini mungkin sudah mencakup mekanisme rekombinasi nonradiatif pada tingkat yang lebih besar dari BQD.

Koefisien η dapat terlihat menurun secara perlahan dengan meningkatnya suhu dari 10 menjadi 150 K untuk BQD, kemudian menurun dengan cepat dari 150 menjadi 295 K. Namun, untuk SQD, η perlahan menurun di seluruh rentang suhu dari 10 hingga 295 K. Kami juga menemukan bahwa η untuk BQD hampir dua orde lebih besar daripada untuk SQD pada suhu rendah dari 10 hingga 150 K, yang menunjukkan efisiensi PL yang lemah untuk SQD pada suhu rendah tersebut. Namun, pada 150 K η untuk BQD mulai menurun secara dramatis dengan meningkatnya suhu menjadi hampir dua kali lipat lebih kecil dari SQD pada suhu kamar.

Perilaku yang diamati dari eksponen α dan koefisien η pada Gambar. 3g, h jelas memperkuat asumsi kami bahwa SQD dan BQD memiliki fitur yang berbeda dan mekanisme yang mendasari untuk emisi dan pendinginan PL. Untuk BQD, pembawa dibatasi di dalam QD pada suhu rendah 10 K dan emisi oleh rekombinasi eksiton dominan. Dengan meningkatnya suhu dari 10 menjadi 77 K dan kemudian menjadi 150 K, pembawa memperoleh energi dari fonon yang memungkinkannya diaktifkan dari titik-titik kecil dan didistribusikan kembali ke titik yang lebih besar. Dengan meningkatkan suhu lebih jauh dari 150 K menuju suhu kamar, pembawa mendapatkan energi yang cukup untuk melarikan diri dari BQD ke pusat nonradiatif, menghasilkan pendinginan termal sinyal PL. Oleh karena itu, BQD tidak memiliki interaksi langsung dengan keadaan permukaan. Ini adalah fonon yang membuat pembawa di dalam BQD mendistribusikan dan memadamkan.

Sebaliknya, SQD berhubungan erat dengan keadaan permukaan [17, 20]. Pada suhu rendah, ada persaingan yang kuat antara SQD dan keadaan permukaan untuk menerima pembawa foton yang dihasilkan dari matriks GaAs. Jelas, karena kepadatan tinggi dari keadaan permukaan, mereka menerima lebih banyak pembawa daripada SQD. Akibatnya, kami mengamati intensitas PL yang lemah untuk SQD pada 10 K. Selain itu, karena kopling atau cross-talk antara SQD dan status permukaan, eksponen , terlihat lebih besar (α = 1.2~1.3) daripada kesatuan untuk SQD pada 10 K. Dengan meningkatnya suhu, pembawa yang terkurung di keadaan permukaan dapat memperoleh energi fonon untuk melarikan diri dan kemudian mengisi SQD [17]. Penangkapan kembali pembawa ini meningkatkan emisi dari SQD dan bukan BQD pada suhu tinggi. Ini menjelaskan sedikit peningkatan koefisien, η , sedangkan suhu meningkat dari 10 menjadi 77 K seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3h. Ini juga menjelaskan mengapa nilai koefisien, η , dari SQD menjadi lebih tinggi dari pada BQD di ~ 220 K pada gambar yang sama. Di atas segalanya, kami mengamati bahwa emisi SQD tidak berbeda sebanyak BQD dengan suhu sehubungan dengan koefisien, η , dan eksponen, α . Dengan demikian, proses dinamis pembawa menunjukkan ketergantungan suhu yang berbeda untuk BQD dan SQD.

Untuk lebih mengkarakterisasi SQD, spektrum PL yang bergantung pada suhu diukur pada intensitas eksitasi yang berbeda. Ini ditunjukkan pada Gambar. 4. Di sini, sekali lagi kita menemukan karakteristik yang berbeda antara SQD dan BQD. Untuk BQD, pada Gambar. 4a, evolusi intensitas PL terintegrasi sebagai fungsi suhu menunjukkan dua rezim. Untuk setiap intensitas eksitasi, intensitas PL yang terintegrasi tetap konstan sampai beberapa suhu kritis, di atasnya ia meluruh dengan cepat. Ini adalah perilaku khas untuk PL dari InGaAs BQD. Dalam rezim suhu rendah, beberapa pembawa dapat memperoleh energi panas untuk diaktifkan dan ditangkap kembali oleh BQD yang lebih besar. Oleh karena itu, dalam rezim ini, tidak ada kerugian yang menonjol dalam intensitas PL terintegrasi, tetapi energi puncak PL ditemukan menurun ketika FWHM menjadi lebih sempit, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 4c, e. Dalam rezim suhu tinggi, pembawa di BQD mendapatkan energi panas yang cukup untuk melarikan diri dari BQD dan kemudian terjebak pada perangkap pembawa nonradiatif, yang membuat intensitas PL terintegrasi meluruh karena hilangnya pembawa dari BQD. Dua rezim yang terlihat di sini untuk BQD pada Gambar. 4 berkorelasi dengan variasi dalam eksponen, α dan koefisien, η untuk SQD seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3g, h, yang mencerminkan mekanisme yang sama dalam pengukuran PL yang bergantung pada suhu.

a Intensitas PL terintegrasi dari BQD dan SQD sebagai fungsi suhu pada intensitas eksitasi yang berbeda. b Plot Arrhenius dengan intensitas eksitasi 3 W/cm ² untuk BQD dan SQD. Energi puncak PL c BQD dan d SQD. FWHM dari e BQD dan f SQD sebagai fungsi suhu

Untuk SQD, pada Gambar. 4a, intensitas PL terintegrasi secara monoton menurun di seluruh rentang suhu yang diukur. Kami mengamati bahwa intensitas PL terintegrasi dari SQD menurun lebih cepat/lebih lambat daripada BQD dalam rezim suhu rendah/tinggi dengan pergantian pada ~ 150 K. Menariknya, SQD tidak menunjukkan fitur penangkapan kembali pembawa di rezim suhu rendah 10 K ~ 80 K seperti yang diamati sebelumnya [17]. Hal ini kemungkinan besar disebabkan oleh perbedaan kepadatan QD dan/atau intensitas eksitasi. Kami juga mengamati pada Gambar. 4a bahwa intensitas PL terintegrasi dari SQD mulai menurun segera setelah suhu meningkat dari 10 K. Beberapa kelompok telah mengaitkan pendinginan termal sebelumnya dari intensitas SQD PL dengan sensitivitas SQD terhadap potensi lingkungan. fluktuasi [23, 24]. Yang lain mengklaim bahwa tidak ada keadaan elektron terbatas pada lapisan pembasahan SQD InGaAs sehingga pembawa yang terkurung dalam SQD tidak memiliki saluran untuk mentransfer ke SQD lain yang lebih besar melalui aktivasi termal dan penangkapan kembali [17, 20].

Di sini, kami menyajikan hipotesis berbeda untuk menjelaskan pendinginan termal SQD PL. Kami percaya bahwa keadaan permukaan memainkan peran penting untuk emisi dan pendinginan SQD. Keadaan permukaan sangat berpasangan dengan keadaan energi diskrit dari SQD, yang memungkinkan pembawa untuk dengan mudah mentransfer ke perangkap nonradiatif bahkan pada suhu rendah. Oleh karena itu, intensitas PL terintegrasi dari SQD menurun lebih cepat daripada BQD dalam rezim suhu rendah. Dalam rezim suhu tinggi di mana BQD mulai padam dengan cepat karena pelarian pembawa ke WL dan GaAs, kita melihat bahwa pendinginan SQD lebih lambat daripada BQD. Ini seperti hasil gabungan dari dua properti sistem. Pertama, SQD memiliki tingkat energi elektron terbatas yang lebih dalam daripada BQD seperti yang ditunjukkan oleh energi PL yang lebih rendah. Kedua, tidak ada status elektron terbatas di lapisan pembasahan SQD InGaAs, dan oleh karena itu pembawa yang terkurung dalam SQD tidak memiliki saluran yang efisien untuk mentransfer ke SQD lain yang lebih besar melalui aktivasi termal dan penangkapan kembali. Ini hanya mungkin melalui saluran keadaan permukaan. Ini terus menarik operator keluar dari SQD dengan kecepatan yang sama; oleh karena itu, tidak ada pendinginan mendadak seperti untuk BQD. Selain itu, transfer pembawa dari keadaan permukaan ke SQD juga akan meningkatkan emisi SQD.

Melalui pengukuran PL yang bergantung pada suhu, kami telah mengamati bahwa SQD mulai padam pada suhu yang lebih rendah tetapi pada akhirnya intensitasnya menurun lebih lambat daripada BQD pada suhu tinggi. Selain itu, kami menemukan bahwa semakin tinggi intensitas eksitasi, semakin lambat laju peluruhan termal dari intensitas PL terintegrasi untuk SQD. Masuk akal untuk mengasumsikan bahwa, pada intensitas eksitasi yang lebih tinggi, keadaan permukaan menjadi lebih padat, sehingga mengurangi hilangnya pembawa dari SQD. Selanjutnya, intensitas PL terintegrasi dari SQD menunjukkan peluruhan termal yang lebih bertahap dengan meningkatnya intensitas eksitasi.

Untuk lebih memahami mekanisme pendinginan termal pembawa, Gambar 4b menunjukkan plot Arrhenius dengan intensitas eksitasi 3 W/cm ² . Data eksperimen dilengkapi dengan hubungan yang melibatkan dua proses rekombinasi nonradiatif:

Dimana Aku (T ) adalah intensitas PL terintegrasi dan pada suhu, T; k _B , , C ₁ , dan C ₂ adalah konstanta; dan E ₁ dan E ₂ adalah energi aktivasi termal [25, 26]. Emisi PL dalam kisaran suhu rendah terutama ditentukan oleh C ₁ exp(−E ₁ /(k _B T )) dengan E ₁ = 4,1 meV untuk SQD dan 14,5 meV untuk BQD. Energi aktivasi yang diekstraksi dari emisi PL dalam kisaran suhu tinggi adalah E ₂ = 21.2 meV untuk SQD dan 79,0 meV untuk BQD, yang umumnya dipahami karena pembawa yang diaktifkan secara termal yang keluar dari QD. Kami menghubungkan E . yang lebih kecil ₂ untuk SQD dengan energi yang relatif rendah dari keadaan permukaan menyediakan saluran energi yang lebih rendah untuk pelarian pembawa.

Energi puncak PL dari BQDs dan SQDs juga menunjukkan perbedaan yang jelas dengan meningkatnya suhu, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 4c, d, masing-masing. Energi puncak PL dari BQD menunjukkan "bentuk-S" yang terkenal dengan pergeseran merah lambat pada suhu rendah, kemudian pergeseran merah cepat melalui kisaran suhu menengah diikuti oleh pergeseran merah yang relatif lambat lagi saat kita mendekati ruangan. suhu. Fitur ini dapat dikaitkan dengan aktivasi termal pembawa dan karakteristik redistribusi antara BQD, yang berkorelasi dengan perubahan FWHM yang ditunjukkan pada Gambar. 4e. Sangat berbeda, energi puncak SQD mengikuti hukum Varshni untuk celah pita InGaAs massal karena tidak adanya saluran redistribusi pembawa. Ini juga konsisten dengan peningkatan monoton FWHM dari SQD di seluruh rentang suhu seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 4f.

Selain saluran kehilangan nonradiatif yang ditemukan melalui PL yang bergantung pada suhu, terbukti dari Gambar 4a bahwa laju peluruhan dengan suhu SQD juga bervariasi dengan daya eksitasi, menunjukkan bahwa laju transfer pembawa juga bergantung pada daya eksitasi. Populasi pembawa dan intensitas PL yang sesuai mencerminkan proses transfer pembawa, sehingga perbedaan dalam proses ini antara BQD dan SQD dapat dicirikan oleh rasio antara intensitas PL mereka. Jadi, kami telah memplot rasio intensitas PL terintegrasi antara SQD dan BQD sebagai fungsi intensitas eksitasi dan suhu masing-masing pada Gambar 5a, b.

a Rasio intensitas PL terintegrasi (SQDs/BQDs) sehubungan dengan intensitas eksitasi. b Rasio intensitas PL terintegrasi sehubungan dengan suhu untuk intensitas eksitasi rendah dan tinggi sebesar 3 W/cm ² dan 95 L/cm ²

Seperti ditunjukkan oleh Gambar. 5a, rasio menunjukkan ketergantungan yang berbeda pada intensitas eksitasi pada suhu yang berbeda. Pada suhu rendah 10 K, rasio intensitas jauh lebih rendah dari 1 untuk semua intensitas, yang kemungkinan besar disebabkan oleh keadaan permukaan yang bertindak sebagai pusat rekombinasi nonradiatif dan bersaing dengan SQD untuk menangkap dan "membekukan" sebagian besar pembawa. Saat intensitas laser eksitasi meningkat dari 3 mW/cm ² hingga 950 W/cm ² , rasio pertama sangat sedikit meningkat dengan maksimum sekitar 10 W/cm ² . Ini adalah efek yang sangat kecil yang mungkin menunjukkan bahwa ada beberapa keterkaitan antara kedua sistem. Di sini, BQD kemungkinan menunjukkan beberapa kejenuhan yang meningkatkan emisi SQD. Hal ini dapat dilihat pada Gambar. 3b di mana BQD memiliki sedikit penyimpangan di bawah peningkatan linier dengan daya dan SQD memiliki sedikit penyimpangan di atas linier. Pada 77 K, rasio mengikuti tren yang hampir sama dengan 10 K, kecuali pada 110 K, rasio menunjukkan penurunan monoton dengan eksitasi laser di seluruh rentang. Ini mungkin menunjukkan awal dari peningkatan populasi keadaan tereksitasi dari BQD yang akan memiliki hukum daya yang lebih besar dari linier. Hal ini berlanjut pada data 150 K yang dapat dibandingkan dengan Gambar 3d, di mana BQD terlihat meningkat dengan kecepatan sedikit di atas linier, sedangkan SQD tetap linier. Oleh karena itu, data untuk 150 K pada Gambar 5a menunjukkan penurunan rasio yang sangat mencolok dengan peningkatan daya. Namun, di atas ~ 10 W/cm ² , hubungan berubah arah rupanya di mana SQD mulai mengisi keadaan tereksitasi dengan peningkatan daya yang lebih besar dari linier. Hal ini mungkin dapat dilihat pada Gambar 4f di mana tepat di atas 100 K, FWHM meningkat tajam, kemungkinan karena keadaan tereksitasi yang diisi secara termal. Untuk suhu yang lebih tinggi pada Gambar 5a, rasio terus mengikuti tren yang ditetapkan pada 150 K, dengan pergeseran terus menerus ke nilai yang lebih tinggi karena BQD menunjukkan peningkatan tanda pendinginan termal yang terlihat pada Gambar 4a.

Gambar 5b menunjukkan perubahan rasio dengan suhu, menurun terlebih dahulu, kemudian meningkat untuk eksitasi daya rendah dan tinggi sebesar 3 W/cm ² dan 95 L/cm ² , masing-masing. Hal ini dapat dipahami sepenuhnya dengan memeriksa kembali Gambar 4a. Kami melihat BQD stabil hingga ~ 150 K sementara SQD meluruh, kemudian BQD tiba-tiba meluruh dengan SQD terus meluruh perlahan pada laju yang sama dengan kisaran suhu rendah. Dengan demikian, rasio dipengaruhi terutama oleh pendinginan termal mendadak dari BQD di atas latar belakang hilangnya termal lambat pembawa SQD ke keadaan permukaan.