Efecto de interacción de la temperatura y la intensidad de excitación en las características de fotoluminiscencia de los puntos cuánticos de superficie de InGaAs / GaAs

Resultados y discusión

La morfología del In _0.35 Ga _0,65 Como se estudia la SQD para cada muestra, como se indica en las imágenes AFM en la Fig. 1b y la altura QD extraída en la Fig. 1c, así como la densidad QD en la Fig. 1d. Para todas las muestras, no se encuentran grandes islas incoherentes o defectos en la superficie como se esperaba para las muestras QD de alta calidad. Para temperaturas de crecimiento que aumentan de 475 a 535 ° C, encontramos que la densidad de área de los SQD disminuye monótonamente de 9,86 × 10 ¹⁰ a 1,25 × 10 ¹⁰ cm ⁻² . Tal cambio de densidad QD se debe a la mejora de la longitud de difusión de adatom con el aumento de la temperatura del sustrato. Curiosamente, la altura promedio de los SQD no depende monótonamente de la temperatura de crecimiento. Alcanza un máximo de 6,5 nm para la muestra cultivada a 520 ° C, lo que indica un efecto de desorción de indio a una temperatura de crecimiento más alta.

Los espectros PL se midieron primero con una intensidad de excitación relativamente baja de 20 W / cm ² a 10 K. Como se muestra en la Fig. 2a-c, los espectros muestran dos bandas obvias de emisión para cada muestra. La emisión de longitud de onda larga se atribuye a los SQD y el pico de longitud de onda más corta proviene de los BQD. Aquí, encontramos características distintas de las longitudes de onda PL, ancho completo a la mitad de los máximos (FWHM) e intensidades entre los SQD y BQD. El desplazamiento al rojo para la emisión de SQD con respecto a la emisión de BQD se atribuye a los cambios de deformación, dimensión de QD y entremezclado de indio antes y después del crecimiento de la capa de cobertura de GaAs, es decir, los BQD están sometidos a una mayor tensión de compresión, menor altura promedio de QD , y entremezclado más fuerte con un cambio de banda prohibida acorde a energías más altas [18,19,20]. El gran FWHM de los SQD probablemente se deba al acoplamiento entre los estados de superficie y los estados de energía confinada en los QD. Teniendo en cuenta la intensidad de PL, se puede ver que las BQD siempre tienen una intensidad de emisión mucho más fuerte que las SQD y la relación de intensidad de PL integrada varía con respecto a las muestras cultivadas a diferentes temperaturas. Las muestras cultivadas a 505 ° C presentan la máxima intensidad tanto para BQD como para SQD, lo que indica la mejor calidad de QD para esta muestra.

un Espectros PL medidos a 10 K con una intensidad de láser de excitación de 20 W / cm ² . b Longitud de onda PL extraída y c Intensidad PL integrada en función de la temperatura de crecimiento. d Espectros PL medidos a 295 K con una intensidad de láser de excitación de 200 W / cm ² . e Longitud de onda PL y f Intensidad PL integrada en función de la temperatura de crecimiento

Luego se midieron los espectros PL con una intensidad de excitación de 200 W / cm ² a temperatura ambiente. Como se muestra en las Figs. 2d – f, tanto el pico SQD como el pico BQD se mueven a longitudes de onda más largas al aumentar la temperatura de 10 K a 295 K. Tanto la longitud de onda como la intensidad PL integrada siguen un comportamiento similar al de 10 K. Pero, curiosamente, nosotros Encontrar que la relación entre las intensidades PL de las BQD y las SQD integradas en todo el ancho de cada banda es significativamente diferente a bajas temperaturas que a 295 K, por ejemplo, para la muestra cultivada a 505 ° C es ~ 6,7 a 10 K, mientras que es ~ 1,35 a temperatura ambiente. Esto indica que los SQD y BQD tienen diferentes características de recombinación de portadores y mecanismos subyacentes para la extinción de PL, dependiendo de la densidad de SQD, la temperatura y probablemente la intensidad de excitación (es decir, la población de portadores en los QD). Son los estados de la superficie los que pueden actuar como centros no radiativos y "congelar" los portadores generados por fotones a baja temperatura. Pero estos portadores confinados pueden activarse térmicamente a alta temperatura para mejorar la emisión de SQD [17]. Seleccionamos la muestra cultivada a 505 ° C para realizar una investigación de PL dependiente de la excitación y de la temperatura más dedicada, ya que muestra la mejor calidad de QD tanto para SQD como para BQD.

Para la muestra cultivada a 505 ° C, los espectros PL se miden para SQD y BQD en función de la intensidad del láser de excitación a temperaturas de 10 K, 77 K, 150 K, 220 K y 295 K. La figura 3a muestra los espectros medidos a 10 K como ejemplo. A partir de los espectros PL dependientes de la intensidad de excitación, se extrae la intensidad PL integrada en función de la intensidad del láser de excitación a cada temperatura. Como se muestra en la Fig. 3b-f, las intensidades de PL aumentan linealmente al aumentar la intensidad de excitación. Una ley de potencia generalizada de I _PL = η × P ^α se satisface en el rango de excitación baja, donde P es la densidad de potencia del láser de excitación y I _PL es la intensidad integrada de la emisión QD. El exponente α , dependiendo de los mecanismos de recombinación radiativa, se espera que esté cerca de la unidad para la recombinación de excitones y de 2 para la recombinación del portador libre. El coeficiente η es en realidad una característica integral que incluye la absorción, captura y recombinación de excitones [21, 22]. Los exponentes, α y coeficientes, η , se representan en la Fig. 3g, h, respectivamente. Se obtienen ajustando los datos experimentales en la Fig. 3b – f para las cinco temperaturas medidas, 10 K, 77 K, 150 K, 220 K y 295 K, respectivamente. Se pueden ver diferentes dependencias de temperatura para BQD y SQD.

un Espectros PL en función de la intensidad de excitación de la muestra cultivada a 505 ° C. b ~ f Las intensidades PL integradas de los BQD y SQD como funciones de la intensidad de excitación a 10 K, 77 K, 150 K, 220 K y 295 K respectivamente. g , h Los parámetros de la ley de potencias α y η para BQD y SQD a diferentes temperaturas. Aquí, las líneas son solo guías para el ojo

Para el exponente α , encontramos que es de hecho la unidad a bajas temperaturas entre 10 y 150 K para las BQD, pero aumenta a 1,9 al aumentar la temperatura de 150 a 295 K. Esto indica recombinación de excitones para las BQD en el régimen de baja temperatura, pero una mecanismo de recombinación de portadores más complicado para temperaturas más altas. Para la recombinación de excitones pura, el coeficiente α , debe ser menor que la unidad, porque el aumento de la intensidad de excitación aumenta la disipación óptica como resultado del aumento de la difusión de la luz y de las pérdidas de portadora no radiativa [21]. Sin embargo, para los SQD, α es visiblemente más grande ( α =1.2 ~ 1.3) que la unidad con muy poca variación en todo el rango de temperatura, de 10 a 295 K. Por lo tanto, la emisión de SQD a baja temperatura no es puramente similar a un excitón. Puede que ya incluya mecanismos de recombinación no radiativa a niveles superiores a los BQD.

El coeficiente η se puede ver que disminuye lentamente al aumentar la temperatura de 10 a 150 K para los BQD, luego disminuye rápidamente de 150 a 295 K. Sin embargo, para los SQD, η disminuye lentamente en todo el rango de temperatura de 10 a 295 K. También encontramos que η para los BQD es casi dos órdenes más grande que para los SQD a bajas temperaturas de 10 a 150 K, lo que indica una eficiencia PL débil para los SQD a temperaturas tan bajas. Sin embargo, a 150 K η porque las BQD comienzan a disminuir drásticamente con el aumento de la temperatura y se vuelven casi dos órdenes de magnitud menos que las de las SQD a temperatura ambiente.

Los comportamientos observados del exponente α y el coeficiente η en la Fig. 3g, h refuerza claramente nuestra suposición de que los SQD y BQD tienen diferentes características y mecanismos subyacentes para la emisión y la extinción de PL. Para los BQD, los portadores están confinados dentro de los QD a una temperatura baja de 10 K y la emisión por recombinación de excitones es dominante. Al aumentar la temperatura de 10 a 77 K y luego a 150 K, los portadores obtienen energía de los fonones que les permite activarse a partir de pequeños puntos y redistribuirse en otros más grandes. Con el aumento de la temperatura de 150 K hacia la temperatura ambiente, los portadores obtienen suficiente energía para escapar de los BQD a los centros no radiativos, lo que resulta en un apagado térmico de la señal PL. Por lo tanto, los BQD no tienen interacción directa con los estados de la superficie. Son los fonones los que hacen que los portadores dentro de los BQD se redistribuyan y apaguen.

Por el contrario, los SQD están íntimamente en contacto con los estados de la superficie [17, 20]. A baja temperatura, existe una fuerte competencia entre los SQD y los estados de la superficie para recibir portadores generados por fotones de la matriz de GaAs. Claramente, debido a la alta densidad de los estados de la superficie, reciben más portadores que los SQD. Como resultado, observamos una intensidad de PL débil para los SQD a 10 K. Además, debido al acoplamiento o diafonía entre los SQD y los estados de superficie, el exponente α es observablemente más grande ( α =1.2 ~ 1.3) que la unidad para los SQD a 10 K. Con el aumento de la temperatura, los portadores confinados en los estados de superficie pueden ganar energía fonónica para escapar y luego poblar los SQD [17]. Esta recaptura de portadores mejora la emisión de los SQD y no los BQD a alta temperatura. Esto explica el ligero aumento del coeficiente, η , mientras que la temperatura aumenta de 10 a 77 K como se muestra en la Fig. 3h. Esto también explica por qué el valor del coeficiente, η , de los SQD se vuelve más alto que el de los BQD en ~ 220 K en la misma figura. Sobre todo, observamos que la emisión de SQD no varió tanto como lo hicieron las BQD con la temperatura con respecto al coeficiente, η y exponente, α . Por lo tanto, el proceso dinámico de la portadora muestra diferentes dependencias de temperatura para BQD y SQD.

Para caracterizar aún más las SQD, se midieron los espectros PL dependientes de la temperatura a diferentes intensidades de excitación. Esto se muestra en la Fig. 4. Aquí, nuevamente encontramos diferentes características entre los SQD y los BQD. Para los BQD, en la Fig. 4a, la evolución de la intensidad PL integrada en función de la temperatura muestra dos regímenes. Para cada intensidad de excitación, la intensidad PL integrada permanece constante hasta una temperatura crítica, por encima de la cual decae rápidamente. Este es un comportamiento típico para PL de InGaAs BQD. En el régimen de baja temperatura, algunos portadores pueden ganar energía térmica para ser activados y recapturados por BQD más grandes. Por lo tanto, en este régimen, no hay una pérdida prominente en la intensidad de PL integrada, pero se encuentra que la energía pico de PL disminuye a medida que la FWHM se vuelve más estrecha, como se muestra en la Fig. 4c, e. En el régimen de alta temperatura, los portadores en BQD obtienen suficiente energía térmica para escapar de los BQD y, posteriormente, quedar atrapados en trampas de portadores no radiantes, lo que hace que la intensidad de PL integrada decaiga debido a la pérdida de portadores de los BQD. Los dos regímenes que se ven aquí para las BQD en la figura 4 se correlacionan con las variaciones en el exponente, α y coeficiente, η para SQD como se muestra en la Fig. 3g, h, reflejando los mismos mecanismos en las mediciones de PL dependientes de la temperatura.

un Intensidades PL integradas de las BQD y las SQD como funciones de temperatura a diferentes intensidades de excitación. b Gráfico de Arrhenius con una intensidad de excitación de 3 W / cm ² para los BQD y los SQD. La energía pico PL de c los BQD y d los SQD. El FWHM de e los BQD y f los SQD en función de la temperatura

Para los SQD, en la Fig. 4a, la intensidad PL integrada disminuye monótonamente en todo el rango de temperaturas medidas. Observamos que la intensidad PL integrada de los SQD disminuye más rápido / más lento que la de los BQD en el régimen de baja / alta temperatura con un cambio a ~ 150 K. Curiosamente, los SQD no mostraron características de recaptura de portadores en el Régimen de baja temperatura de 10 K ~ 80 K como se observó anteriormente [17]. Lo más probable es que esto se deba a diferencias en la densidad QD y / o la intensidad de excitación. También observamos en la Fig.4a que la intensidad PL integrada de los SQD comienza a disminuir tan pronto como la temperatura aumenta de 10 K. Algunos grupos han atribuido la extinción térmica anterior de la intensidad del SQD PL a la sensibilidad de los SQD al potencial ambiental. fluctuaciones [23, 24]. Otros afirman que no hay estados de electrones confinados en la capa humectante de los SQD de InGaAs, de modo que los portadores confinados en los SQD carecen de un canal para transferirlos a otros SQD más grandes a través de la activación térmica y la recaptura [17, 20].

A continuación, presentamos una hipótesis diferente para explicar la extinción térmica del SQD PL. Creemos que los estados de la superficie juegan un papel importante para la emisión y extinción de SQD. Los estados de superficie se acoplan fuertemente con los estados de energía discretos de los SQD, lo que permite que los portadores se transfieran fácilmente a trampas no radiativas incluso a baja temperatura. Por lo tanto, la intensidad PL integrada de las SQD disminuye más rápidamente que la de las BQD en el régimen de baja temperatura. En el régimen de alta temperatura donde los BQD comienzan a apagarse rápidamente debido al escape del portador al WL y los GaAs, vemos que el enfriamiento de SQD es más lento que los BQD. Esto es como el resultado combinado de dos propiedades del sistema. Primero, los SQD tienen niveles de energía de electrones confinados más profundos que los BQD, como lo indica su PL de energía más baja. En segundo lugar, no hay estados de electrones confinados en la capa humectante de los SQD de InGaAs y, por lo tanto, los portadores confinados en los SQD carecen de un canal eficiente para transferir a otros SQD más grandes a través de la activación térmica y la recaptura. Esto solo es posible a través del canal de estado de superficie. Esto continúa sacando a los operadores de los SQD al mismo ritmo; por lo tanto, no hay un apagamiento repentino como para los BQD. Además, la transferencia de portadora de los estados de superficie a los SQD también mejoraría la emisión de SQD.

A través de mediciones de PL dependientes de la temperatura, hemos observado que los SQD comienzan a apagarse a temperaturas más bajas, pero en última instancia, su intensidad disminuye más lentamente que los BQD a altas temperaturas. Además, encontramos que cuanto mayor es la intensidad de excitación, más lenta es la tasa de caída térmica de la intensidad PL integrada para SQD. Es razonable suponer que, a mayor intensidad de excitación, los estados de la superficie se vuelven más poblados, reduciendo así la pérdida de portadores de los SQD. Posteriormente, la intensidad PL integrada de los SQD exhibe un decaimiento térmico más gradual al aumentar la intensidad de excitación.

Para comprender mejor el mecanismo de extinción térmica del portador, la Fig. 4b muestra un gráfico de Arrhenius con una intensidad de excitación de 3 W / cm ² . Los datos experimentales se ajustaron con una relación que involucra dos procesos de recombinación no radiativa:

Donde yo ( T ) es la intensidad PL integrada y, a temperatura, T ; k _B , α, C ₁ y C ₂ son constantes; y E ₁ y E ₂ son las energías de activación térmica [25, 26]. La emisión de PL en el rango de baja temperatura está determinada principalmente por C ₁ exp (- E ₁ / ( k _B T )) con E ₁ =4,1 meV para SQD y 14,5 meV para BQD. Las energías de activación extraídas de la emisión de PL en el rango de alta temperatura son E ₂ =21,2 meV para los SQD y 79,0 meV para los BQD, que generalmente se entiende que se deben a portadores activados térmicamente que escapan de los QD. Atribuimos el menor E ₂ para los SQD a la energía relativamente baja de los estados de superficie que proporcionan un canal de energía más bajo para el escape de la portadora.

Las energías pico PL de las BQD y SQD también exhiben claras diferencias con el aumento de temperatura, como se muestra en la Fig. 4c, d, respectivamente. Las energías máximas PL de los BQD muestran la conocida "forma de S" con un desplazamiento al rojo lento a baja temperatura, luego un desplazamiento rápido al rojo a través del rango medio de temperaturas seguido de un desplazamiento al rojo relativamente lento de nuevo a medida que nos acercamos a la habitación. temperatura. Esta característica se puede atribuir a la activación térmica del portador y las características de redistribución entre BQD, que se correlacionan con los cambios de FWHM que se muestran en la Fig. 4e. De manera muy diferente, la energía máxima de SQD sigue la ley de Varshni para la banda prohibida de los InGaAs a granel debido a la ausencia del canal de redistribución de portadoras. Esto también es consistente con el aumento monótono del FWHM de los SQD en todo el rango de temperatura como se muestra en la Fig. 4f.

Además de los canales de pérdida no radiativa que se encuentran a través del PL dependiente de la temperatura, es evidente en la Fig. 4a que la tasa de caída con la temperatura de los SQD también varía con la potencia de excitación, lo que demuestra que la tasa de transferencia de la portadora también depende de la potencia de excitación. La población de portadores y las correspondientes intensidades de PL reflejan los procesos de transferencia de portadores, por lo que la diferencia en estos procesos entre los BQD y SQD se puede caracterizar por la relación entre sus intensidades de PL. Entonces, hemos representado la relación de las intensidades PL integradas entre los SQD y BQD como funciones de la intensidad de excitación y la temperatura en la Fig. 5a, b, respectivamente.

un La relación de intensidad PL integrada (SQD / BQD) con respecto a la intensidad de excitación. b La relación de intensidad PL integrada con respecto a la temperatura para una intensidad de excitación alta y baja de 3 W / cm ² y 95 W / cm ²

Como se indica en la Fig. 5a, las relaciones muestran diferentes dependencias de la intensidad de excitación a diferentes temperaturas. A la temperatura baja de 10 K, la relación de intensidad es mucho más baja que 1 para todas las intensidades, lo que probablemente se deba a que los estados de la superficie actúan como centros de recombinación no radiativa y compiten con los SQD para capturar y "congelar" a la mayoría de los portadores. A medida que la intensidad del láser de excitación aumenta de 3 mW / cm ² hasta 950 W / cm ² , la relación primero aumenta muy ligeramente con un máximo de alrededor de 10 W / cm ² . Este es un efecto muy leve que probablemente demuestra que existe alguna interrelación entre los dos sistemas. Aquí, los BQD probablemente muestren algo de saturación que mejora la emisión de SQD. Esto se puede ver en la Fig. 3b donde los BQD tienen una ligera desviación por debajo del aumento lineal con potencia y los SQD tienen una ligera desviación por encima del lineal. A 77 K, las relaciones siguen casi la misma tendencia que para 10 K, excepto que a 110 K, la relación muestra una disminución monótona con la excitación del láser en todo el rango. Esto probablemente muestra el comienzo del aumento de población de los estados excitados de los BQD que tendrían una ley de potencia mayor que la lineal. Esto continúa en los datos de 150 K que se pueden comparar con la Fig. 3d, donde se puede ver que los BQD aumentan a un ritmo ligeramente superior al lineal, mientras que los SQD permanecen lineales. Por lo tanto, los datos para 150 K en la Fig. 5a muestran una disminución muy notable en la relación con el aumento de potencia. Sin embargo, por encima de ~ 10 W / cm ² , la relación cambia de dirección aparentemente donde los SQD comienzan a llenar los estados excitados con un aumento mayor que lineal con potencia. Esto posiblemente se puede ver en la Fig. 4f, donde justo por encima de 100 K, el FWHM aumenta bruscamente, probablemente debido a que los estados excitados están poblados térmicamente. Para temperaturas más altas en la Fig. 5a, la relación continúa siguiendo la tendencia que se establece en 150 K, con un cambio continuo a valores más altos a medida que los BQD muestran mayores signos de enfriamiento térmico que se ven en la Fig. 4a.

La Figura 5b muestra el cambio de relación con la temperatura, primero disminuyendo y luego aumentando para excitaciones de baja y alta potencia de 3 W / cm ² y 95 W / cm ² , respectivamente. Esto se puede entender completamente volviendo a examinar la Fig. 4a. Vemos que los BQD se mantienen estables hasta ~ 150 K mientras que los SQD decaen, luego los BQD decaen repentinamente y los SQD continúan decayendo lentamente a una velocidad similar al rango de temperatura baja. Por lo tanto, la relación está influenciada principalmente por la repentina extinción térmica de los BQD sobre el fondo de la lenta pérdida térmica de los portadores SQD a los estados de la superficie.