Mendeteksi Exciton yang Dilokalkan Secara Spasial dalam Superlattices Quantum Dot InAs/InGaAs yang Terorganisasi Sendiri:Cara untuk Meningkatkan Efisiensi Fotovoltaik

Hasil dan Diskusi

Gambar 2 menunjukkan bagian nyata (a) dan imajiner (b) terukur dari fungsi dielektrik dari heterostruktur QD InAs/InGaAs/GaAs pada 300 K untuk rentang energi 1–6 eV. Bagian nyata dan imajiner mengikuti pola yang berbeda. Variasi fungsi dielektrik dengan energi foton menunjukkan bahwa beberapa interaksi antara foton dan elektron dalam film dihasilkan dalam rentang energi 1–6 eV. Dua fitur spektral utama adalah E₁ dan E₂ struktur titik kritis (CP) pada ~3 dan ~4.5 eV, masing-masing [11, 12]. Untuk menentukan secara kuantitatif posisi energi dari transisi antar pita yang berbeda, kami mengambil persilangan nol dari spektrum turunan kedua dari bagian imajiner dari fungsi pseudodielektrik. Energi transisi yang berbeda yang diperoleh dirangkum dalam Tabel 1.

Nyata (ϵ ₁ ) (garis merah putus-putus ) dan imajiner (ϵ ₂ ) (garis biru pekat ) bagian dari fungsi dielektrik dari heterostruktur QD InAs/InGaAs yang diperoleh dari pengukuran SE [10]

Gambar 3 menunjukkan spektrum turunan energi kedua dari bagian imajiner dari fungsi pseudodielektrik yang ditunjukkan pada Gambar 2. Kedua puncak pada 2,9 dan 3,1 eV masing-masing sesuai dengan E ₁ dan E ₁ + Δ₁ , transisi antar pita di GaAs. Namun, dua puncak yang posisinya berdekatan pada sekitar 4,4 dan 4,7 eV disebabkan oleh transisi CP E ₀ ' dan E ₂ , masing-masing, di lapisan InAs QD [12]. Kami mencatat bahwa kontribusi E ₁ + Δ₁ Energi CP (2,74 eV) [12] dari InAs ke E ₁ satu (2,91 eV) [11] GaAs tidak dapat dikecualikan karena perbedaan kecil antara dua nilai energi. Pada energi rendah, celah pita GaAs dapat dibedakan dengan jelas di ε spektrum sekitar 1,4 eV. Selain itu, spektrum turunan energi kedua (Gbr. 3) menunjukkan transisi antar pita pada 1,75 eV yang sesuai dengan E ₀ + Δ₀ energi CP dari GaAs [11]. Diketahui bahwa ε ₂ adalah alat pengukur dan ukuran kualitas bahan; nilai tertinggi menyiratkan antarmuka yang paling tiba-tiba [13]. Menurut literatur, ε ₂ nilai sekitar 25, nilai tertinggi adalah 26,8 dalam kasus kami, diperoleh di wilayah E ₂ celah pita mendekati 4,7 eV, menunjukkan material berkualitas tinggi yang membentuk heterostruktur QD InAs/InGaAs/GaAs yang ditumbuhkan oleh SS-MBE.

Spektrum turunan kedua dari bagian imajiner (ϵ ₂ ) fungsi dielektrik sebagai fungsi energi foton untuk heterostruktur QD InAs/InGaAs. Energi transisi yang muncul dari lapisan QD InAs dan lapisan GaAs ditunjukkan [10]

Gambar 4 menunjukkan spektrum PL wilayah aktif dalam heterostruktur QD InAs/InGaAs/GaAs dengan daya eksitasi 100 mW pada suhu rendah (12 K). Jelas, spektrum menyajikan bentuk asimetris yang terletak di sisi energi tinggi dan yang dapat didekonvolusi dalam dua sub-pita dengan fitting Gaussian [14]. Mempertimbangkan ketergantungan potensi kurungan kuantum pada ukuran titik, puncak paling intens yang terletak pada 1,06 eV dikaitkan dengan emisi dari keadaan dasar QD (LQD) yang lebih besar, sedangkan puncak energi yang lebih tinggi pada 1,11 eV mengacu pada emisi dari keadaan dasar QDs yang lebih kecil (SQDs) [15]. Jadi, pada daya eksitasi yang sangat rendah dan suhu rendah, kami menyimpulkan bahwa bentuk asimetris disebabkan oleh pendaran yang berasal dari distribusi ukuran bimodal titik [16]. Selain itu, puncak yang berasal dari lapisan sumur kuantum InGaAs, rekombinasi antara elektron pada pita konduksi GaAs dan hole pada tingkat akseptor karbon (e-C_As ) [17] dan celah pita GaAs terlihat masing-masing sekitar 1,35, 1,49, dan 1,51 eV. Untuk mengonfirmasi atribusi ini pada bentuk asimetris, kami melakukan pengukuran PL pada daya laser yang berbeda mulai dari 10 hingga 100 mW. Kami juga melakukan pengukuran AFM pada struktur yang tidak tertutup mirip dengan yang diselidiki. Dari Gambar 5, jelas bahwa struktur hetero memiliki bentuk PL yang tidak bergantung daya. Terlepas dari spektrum eksitasi tertinggi, intensitas PL dan lebar garis dari puncak PL energi tinggi heterostruktur tidak berubah secara signifikan. Juga, pemisahan energi antara dua puncak PL (Gbr. 5) adalah sekitar 50 meV. Seperti yang diharapkan, gambar AFM menunjukkan bahwa QD di lapisan kelima memiliki distribusi ukuran bimodal dengan kepadatan QD keseluruhan 7 × 10 ¹⁰ cm^(−2). Dengan asumsi bahwa puncak sisi berenergi rendah dari heterostruktur sesuai dengan keadaan dasar QD besar (LQD), kita dapat mengatakan bahwa puncak energi tinggi pada daya tinggi tampaknya merupakan hasil dari keadaan dasar QD yang relatif kecil (SQD). ).

Spektrum PL diukur pada suhu rendah (12 K) dari heterostruktur QD InAs/InGaAs bertumpuk lima lapis. Analisis spektrum bentuk garis membuktikan bahwa sinyal QD PL adalah konvolusi dari dua puncak berbentuk Gaussian seperti yang ditunjukkan oleh garis padat

Spektrum PL ternormalisasi yang bergantung pada daya eksitasi dari heterostruktur QD InAs/InGaAs yang diukur pada 12 K

Untuk mendapatkan wawasan tentang mekanisme rekombinasi PL, pengukuran PL yang bergantung pada suhu dilakukan pada heterostruktur dari 10 hingga 300 K dan digambarkan pada Gambar 6. Gambar 7 menunjukkan posisi energi PL dari puncak utama yang terkait dengan emisi dari LQD. Puncak ini menunjukkan ketergantungan suhu abnormal antara 10 dan 100 K dibandingkan dengan paduan terner III-V lainnya seperti GaAlAs konvensional [18]. Dalam rentang suhu ini (wilayah (i)), pergeseran merah sekitar 12 meV diamati. Pergeseran ini disebabkan oleh rekombinasi rangsangan melalui sate terlokalisasi dalam ansambel LQD yang didistribusikan secara tidak homogen. Ketika suhu meningkat dalam kisaran suhu ini, pembawa diaktifkan secara termal dan ditransfer dari QD yang lebih kecil ke yang lebih besar dalam ansambel, di mana mereka akhirnya bergabung kembali secara radiasi. Hal ini membuat fenomena yang diamati cenderung berasal dari dispersi ukuran titik besar dalam struktur kami (lihat sisipan AFM). Suhu karakteristik di mana dua proses rekombinasi (pembawa terlokalisasi dan terdelokalisasi) berpartisipasi secara merata dalam sinyal PL dilambangkan sebagai T _loc/deloc . Kemudian, antara 100 dan 120 K (wilayah (ii)), energi puncak meningkat. Hal ini disebabkan oleh pelarian pembawa dari keadaan yang lebih dangkal ke keadaan yang lebih tinggi. Suhu karakteristik dilambangkan sebagai T _{melarikan diri} . Bahkan pada suhu tinggi (wilayah (iii)), eksiton benar-benar terdelokalisasi dan rekombinasi band-to-band dipulihkan.

Spektrum PL yang bergantung pada suhu dari heterostruktur QD InAs/InGaAs diukur pada daya eksitasi 100 mW

Energi puncak LQD PL dari heterostruktur QD InAs/InGaAs yang diselidiki diukur pada berbagai suhu

Untuk memahami lebih lanjut proses rekombinasi dalam QD multi-tumpukan InAs/InGaAs/GaAs, kami telah mempelajari PL yang diselesaikan waktu menggunakan teknik korelasi waktu penghitungan foto. Diperkirakan secara teoritis bahwa masa peluruhan eksiton QDs sensitif terhadap suhu [19]. Pengukuran eksperimental telah menunjukkan bahwa masa hidup memang konstan suhu di bawah suhu kritis [20]. Markus dkk. [21] melaporkan masa pakai konstan sekitar 950 ps pada rentang suhu yang luas dalam kesalahan eksperimental.

Gambar 8a menyajikan spektrum peluruhan PL, antara 17 dan 240 K untuk energi deteksi yang ditetapkan pada 1,06 eV dan energi eksitasi (λ _kecuali = 514 nm). Spektrum tersebut dilengkapi dengan baik secara teoritis oleh fungsi mono-eksponensial, dengan waktu peluruhan ~1000 ps pada suhu yang lebih rendah. Waktu peluruhan yang lambat ini, dibandingkan dengan film tipis semikonduktor III-V [22], adalah tanda kehadiran keadaan terlokalisasi [23], dan rekombinasi pembawa pada puncak LQD harus menjadi radiasi murni. Memang, pada suhu rendah, elektron dan hole yang dihasilkan foto, sebelum mereka bergabung kembali, membutuhkan waktu untuk membentuk eksiton dan mengendurkan energinya untuk ditangkap oleh keadaan terlokalisasi yang dangkal. Fenomena ini menyebabkan waktu peluruhan yang lambat. Efek suhu pada waktu peluruhan PL telah dipelajari dan menunjukkan adanya dua rezim yang berbeda seperti yang ditunjukkan pada Gambar 8b [24]. Kami menyatakan bahwa waktu peluruhan yang terkait dengan energi pita PL yang lebih rendah (LQD (1,06 eV)) hampir konstan (1000 ps) hingga 140 K, dan kemudian menurun seiring dengan meningkatnya suhu.

a Waktu peluruhan puncak LQD versus suhu sampel untuk eksitasi panjang gelombang 514 nm. b Intensitas peluruhan fotoluminesensi tipikal versus suhu puncak LQD yang diukur pada panjang gelombang eksitasi 514 nm

Pendekatan Teoretis

Untuk memahami ketergantungan suhu anomali PL, posisi puncak PL telah diselidiki menggunakan model LSE yang dikembangkan oleh Li et al. [25, 26]. Memang, model kuantitatif ini memberikan penjelasan yang memuaskan untuk fitur spektral anomali dari pendaran keadaan terlokalisasi yang sebelumnya diamati dalam beberapa bahan III-V seperti paduan B(In)GaAs/GaAs [27, 28] berbasis boron dan InGaAs/GaAs MQW [29, 30]. Model mengasumsikan bahwa keadaan terlokalisasi memiliki distribusi energi tipe Gaussian untuk kerapatan keadaan yang diberikan oleh:

$$ \rho (E)={\rho}_o{e}^{-{\left(\frac{E-{E}_{\mathrm{ch}}}{2{\sigma}^2}\ kanan)}^2} $$ (1)

Dimana σ dan E _ch adalah parameter perluasan untuk distribusi keadaan terlokalisasi (kedalaman lokalisasi) dan tingkat penghalang yang harus diatasi pembawa untuk mentransfer, masing-masing. Di bawah kondisi kuasi tunak, dinamika eksitasi lokal dapat dijelaskan dengan persamaan laju berikut:

$$ \frac{dN\left( E, T\right)}{dt}=G(E)+\frac{\gamma_c N\hbox{'}\left( E, T\right)\rho (E) }{\Lambda}-\frac{N\left( E, T\right)}{\tau_{\mathrm{tr}}}{e}^{\frac{E-{E}_a}{K_B T} }-\frac{N\left( E, T\right)}{\tau_{\mathrm{r}}}=0 $$ (2)

Parameter τ _r , τ _tr , γ _c , K _B , Λ, dan T ' mewakili, masing-masing, waktu rekombinasi pembawa (masa radiasi), waktu transfer pembawa (masa non-radiasi), koefisien penangkapan kembali, konstanta Boltzmann, jumlah total keadaan terlokalisasi, dan jumlah total pembawa yang diaktifkan secara termal dari negara bagian yang terlokalisasi. G (E ) mewakili laju pembangkitan pembawa. Kuantitas \( \frac{\gamma_c N\hbox{'}\left( E, T\right)\rho (E)}{\Lambda} \) adalah jumlah operator yang ditangkap kembali oleh status lokal per unit waktu. Suku ketiga di sebelah kanan memberikan laju pelepasan termal dari pembawa yang terlokalisasi. Yang terakhir mewakili tingkat de-populasi pembawa karena rekombinasi radiasi. Kepadatan populasi pembawa pembawa terlokalisasi sebanding dengan fungsi distribusi dan kepadatan status pembawa terlokalisasi. Sebenarnya, solusi dari Persamaan. (2) dapat dijelaskan dengan Persamaan. (3).

$$ N\left( E, T\right)=\frac{\rho_o{e}^{-{\left(\frac{E-{E}_0}{2{\sigma}^2}\kanan) }^2}}{\left[\frac{\tau_{\mathrm{tr}}}{\tau_{\mathrm{r}}} + exp\left(\frac{\left( E-{E}_ {\mathrm{ch}}\right)}{K_{\mathrm{B}} T}\right)\right]} $$ (3)

dimana E ₀ adalah energi pusat. Secara matematis, ketergantungan suhu dari posisi puncak karena redistribusi termal pembawa dalam keadaan terlokalisasi ditentukan dari \( \frac{\partial N\left( E, T\right)}{\partial t}=0 \) diberikan oleh :

$$ E(T)={E}_0- x(T){K}_B T $$ (4)

Dimana x (T ) adalah solusi numerik dari Persamaan nonlinier. (5):

$$ x{e}^x=\left[{\left(\frac{\sigma}{K_b T}\right)}^2- x\right]\left(\frac{\tau_{\mathrm{r }}}{\tau_{\mathrm{tr}}}\right) exp\left[\frac{\left({E}_0-{E}_{\mathrm{ch}}\right)}{K_{ \mathrm{B}} T}\kanan] $$ (5)

Persamaan 5 hanya memiliki satu solusi untuk \( 0 $$ E(T)\approx {E}_0-\frac{\sigma^2}{K_B T} $$ (6)

Diketahui bahwa celah pita dari bahan semikonduktor yang diidealkan biasanya digambarkan dengan rumus empiris Passler [32]. Mempertimbangkan koreksi karena koefisien redistribusi termal, variasi posisi puncak luminesensi menggunakan model LSE yang dijelaskan oleh Persamaan. (7):

$$ E(T)={E}_0-\frac{\alpha \theta}{2}\left[\sqrt[ P]{1+\left(\frac{2 T}{\theta}\kanan) }\kern0.5em -1\right]- x(T){K}_B T $$ (7)

dimana θ adalah parameter suhu karakteristik yang diharapkan dapat dibandingkan dengan suhu Debye θ _D . Untuk T>>i>θ , kita melihat bahwa hanya mewakili limit dari besaran turunan pertama, \( {\frac{dEg(T)}{dT}}_{T\to \infty } \). Eksponen "p" terkait dengan bentuk fungsi spektral elektron-fonon yang mendasarinya [33]. Model memberikan kecocokan yang baik dengan evolusi eksperimental yang dikonfirmasi oleh Gambar. 9. Parameter pemasangan dirangkum dalam Tabel 2.

Evolusi fotoluminesensi yang bergantung pada suhu dari puncak LQD (kotak hitam pekat ) dipasang menggunakan hukum Passler empiris (garis biru solid ) dan kebenaran relasi Passler yang dimodifikasi dengan model LSE (garis merah solid )

Energi puncak PL sangat bergantung pada redistribusi termal yang ditunjukkan pada Gambar 10. Yang terakhir ini menunjukkan peningkatan yang cepat dalam kisaran suhu kriogenik. Redistribusi termal maksimum sesuai dengan pergeseran merah maksimum dalam evolusi energi (~50–100 K). Di wilayah suhu PL tinggi, redistribusi termal menurun secara eksponensial dan cenderung pembatalan dari 150 K memulai proses delokalisasi dan kembali ke transisi band-to-band. Juga, kita dapat mengamati ini ketika kurva klasik dan kurva yang dimodifikasi ditumpangkan (Gbr. 9). Eksponen “p” menunjukkan bahwa kontribusi fonon akustik longitudinal (LA) lebih signifikan daripada kontribusi fonon optik longitudinal (LO ) fonon. Kontribusi ini tampaknya dominan di wilayah suhu PL tinggi di mana emisi dibantu melalui fonon. Proses distribusi bimodal membuka saluran kopling antara QD yang diwakili oleh elektron terdelokalisasi dan keadaan lubang dipisahkan oleh energi E _ch . Asal mula saluran kopling ini masih menjadi kontroversi [34,35,36]. Namun, saluran kopling dapat dilihat sebagai keadaan perantara yang ada antara WL dua dimensi dan keadaan QD dimensi nol [37]. Jadi, dapat dibayangkan bahwa pembawa dalam keadaan QD dapat lebih mudah tereksitasi secara termal ke saluran kopling daripada WL karena energi aktivasi yang dibutuhkan lebih kecil, kemudian ditransfer ke QD tetangganya dalam jarak yang terbatas. Tampaknya seperti tingkat Fermi-Dirac dalam distribusi Fermi-Dirac. Energi ini E _ch lebih kecil dari energi aktivasi E _a diekstraksi dari diagram Arrhenius (Gbr. 11). Alasan mengapa E _a lebih besar dapat dijelaskan oleh fakta bahwa pembawa membutuhkan energi yang lebih besar untuk mencapai lapisan pembasahan (WL) seperti yang ditunjukkan secara skematis pada Gambar. 12. Selain itu, besarnya perbedaan ΔE = E _ch E ₀ memainkan peran yang lebih signifikan dalam menentukan ketergantungan suhu abnormal dari pendaran pembawa lokal. Kita harus mencatat bahwa dua kasus, E _ch E ₀> 0 dan E _ch E ₀ < 0, ada dari sudut pandang fisik, tetapi biasanya ditetapkan sebagai energi aktivasi termal "positif". Dalam kasus kami, ini menyiratkan bahwa E _ch adalah 4 meV di bawah E ₀ di mana pembawa lokal diaktifkan secara termal ke keadaan (atau situs di ruang nyata) dengan energi yang lebih tinggi. Ini menurun dibandingkan dengan satu lapisan InAs QD dengan In_0,15 Ga_0,85 Sebagai lapisan pereduksi regangan [10]. Potensi kedalaman fluktuasi yang ditetapkan oleh σ adalah hasil dari ketidakhomogenan distribusi ukuran QDs. Kedalaman potensial ditemukan 19 meV. Ini berkurang dengan meningkatkan jumlah tumpukan InAs/In_0.11 Ga_0,89 QD As/GaAs. Akibatnya, kita dapat menyimpulkan bahwa penurunan kedalaman potensial meningkatkan efisiensi struktur dibandingkan dengan satu lapisan QDs InAs/InGaAs/GaAs yang dipelajari oleh Ilahi et al. dan Helmi dkk. [10, 36].

Redistribusi termal yang bergantung pada suhu ditentukan secara numerik. Suhu karakteristik (T _loc/deloc dan T _{melarikan diri} ) ditunjukkan sehubungan dengan proses lokalisasi-delokalisasi

Pemasangan Arrhenius dari sampel yang diselidiki. Intensitas terintegrasi yang dinormalisasi (lingkaran hitam ) dilengkapi dengan tiga energi aktivasi (garis merah solid )

Skema distribusi QD keadaan elektron/lubang (eksiton) lokal (WL lapisan pembasahan, CH saluran transfer operator)

Kesimpulan

Sebagai kesimpulan, kami telah berhasil membuat SC berbasis GaAs dengan multi-tumpukan QD InAs dengan membatasi lapisan InGaAs pada QD dan memasukkan lapisan spacer GaAs. Dua fitur spektral utama yang diamati dalam spektrum fungsi dielektrik dari heterostruktur QD InAs/InGaAs/GaAs pada 3 dan 4,5 eV dikaitkan dengan E ₁ dan E ₂ Struktur CP dari GaAs dan InAs, masing-masing. Spektrum PL dari InAs QDs dalam matriks GaAs intens dan menyajikan bentuk asimetris, yang menunjukkan pertumbuhan struktur InAs QD multi-tumpukan berkualitas tinggi. Kontribusi QD yang lebih besar dan relatif lebih kecil ke spektrum PL juga ditunjukkan. Pengukuran luminesensi berhasil dimodelkan dan diinterpretasikan ulang menggunakan model LSE yang dikembangkan. Studi teoretis telah secara kuantitatif menginterpretasikan spektrum yang bergantung pada suhu yang diamati, dan telah menjelaskan mekanisme emisi spontan yang rumit dalam QD InAs/InGaAs/GaAs multi-tumpukan, berdasarkan parameter pemasangan. Studi ini menyarankan cara untuk meningkatkan efisiensi struktur QD InAs/GaAs untuk penggunaannya dalam aplikasi fotovoltaik. Hasil ini membantu meningkatkan pemahaman tentang dinamika pembawa yang bergantung pada suhu dalam QD rekayasa regangan untuk meningkatkan efisiensi struktur yang diselidiki. Selanjutnya untuk pekerjaan ini, kita akan mempelajari efek orientasi serta peningkatan jumlah QD InAs/GaAs dari struktur multi-tumpukan pada kedalaman lokalisasi.

Electrospun Polymer Nanofibers Dihiasi dengan Nanopartikel Logam Mulia untuk Penginderaan Kimia Efek Optik Nonlinier yang Ditingkatkan dalam Sel Kristal Cair Hibrida Berdasarkan Kristal Fotonik