Effet d'interaction de la température et de l'intensité d'excitation sur les caractéristiques de photoluminescence des points quantiques de surface InGaAs/GaAs

Introduction

Les points quantiques (QD) semi-conducteurs en In(Ga)As/GaAs auto-assemblés ont suscité un vif intérêt pour la recherche depuis 1992 en raison de leurs propriétés physiques uniques et de leur large éventail d'applications potentielles [1, 2]. Généralement, les QD semi-conducteurs en In(Ga)As auto-assemblés sont développés sur des substrats GaAs et sont ensuite enterrés (QD enterrés ou BQD) dans une matrice GaAs pour confiner la fonction d'onde des porteurs à l'intérieur des QD dans toutes les dimensions avec des barrières stables résultant de les décalages de bande GaAs à In(Ga)As. De tels BQD In(Ga)As/GaAs ont été largement appliqués comme matériaux de région active pour de nombreux dispositifs tels que les lasers, les détecteurs, les modulateurs, les cellules photovoltaïques, les cellules de mémoire, etc. [3,4,5,6,7].

Lorsque les QD d'In(Ga)As sont laissés sur la surface de GaAs (QD de surface ou SQD) sans couche de recouvrement en GaAs et directement exposés à l'air, le confinement de la fonction d'onde dans le sens de la croissance est couplé de manière sensible à la composition chimique de l'air et le milieu environnant. En conséquence, leurs comportements optiques et électroniques deviennent très sensibles aux fluctuations de cet environnement [8,9,10,11]. De telles propriétés de sensibilité à la surface indiquent que les structures SQD pourraient jouer un rôle important dans les applications de capteurs [12,13,14,15]. Par exemple, des capteurs d'humidité à haute sensibilité basés sur des SQD InGaAs auto-assemblés ont été proposés [16].

Afin de réaliser de tels systèmes de détection sensibles à la surface, il est nécessaire d'explorer les mécanismes physiques sous-jacents qui régissent les performances optiques et de transport dans ces structures SQD In(Ga)As. Auparavant, nous avons étudié une structure hybride avec des SQD InGaAs et révélé un processus de transfert de porteurs entre les états de surface et les SQD par mesure de photoluminescence (PL) [17]. Dans ce travail, nous étudions plus en détail les performances optiques des nanostructures composites avec les SQD InGaAs séparés d'une couche BQD InGaAs par un espaceur GaAs épais, mais avec des densités de surface SQD variées contrôlées en utilisant différentes températures de croissance. De tels SQD se comportent différemment des BQD, en fonction de la morphologie de la surface. En particulier, les spectres PL des SQD cultivés à 505 °C sont soigneusement étudiés en ce qui concerne l'intensité d'excitation et la température. Les résultats indiquent que l'interaction entre les états de surface et les SQD dépend fortement de la température et de l'intensité d'excitation.

Méthodes

Cinq échantillons ont été cultivés sur des substrats semi-isolants GaAs (001) par une épitaxie par faisceau moléculaire (MBE) VEECO Gen-930 à source solide. Comme le montre la figure 1a, après la désorption de la couche d'oxyde et la croissance d'un tampon GaAs 200 nm à 580 °C, la température du substrat a été réduite à 475 °C, 490 °C, 505 °C, 525 °C ou 535 °C, respectivement, où 11 monocouches (ML) de In_0.35 Ga_0.65 Tels ont été déposés pour former la couche BQD. Viennent ensuite 70 nm de GaAs et 11 ML supplémentaires d'In_0,35 Ga_0.65 Comme cultivé à la même température pour former les SQD. Enfin, l'échantillon a été refroidi sous flux d'arsenic à 300 °C et sorti de la chambre MBE. Lors du retrait du MBE et entre les expériences, les échantillons ont été stockés dans une armoire sèche à l'azote gazeux à température ambiante.

un Les diagrammes schématiques de la structure de l'échantillon SQD. b Images AFM 0,5 μm × 0,5 μm des SQD InGaAs cultivés à différentes températures. c La hauteur moyenne et d la densité surfacique des SQD InGaAs est tracée par rapport à la température de croissance

L'In_0.35 Ga_0.65 Les SQD ont été étudiés pour chaque échantillon par microscopie à force atomique (AFM) en utilisant le mode de tapotement dans l'air à température ambiante. Pour les mesures PL, les échantillons ont été chargés dans un cryostat optique JANIS CCS-150 à cycle fermé avec un vide de < 10 ⁻⁵ Torr et température variable (10–300 K). Les échantillons QD ont été excités par un laser à semi-conducteur de 532 nm à travers une lentille d'objectif corrigée à l'infini × 20. Le signal PL a été collecté par le même objectif et focalisé sur la fente d'entrée d'un spectromètre Acton-2500 de 0,5 m, puis détecté par un détecteur CCD PyLoN-IR de Princeton Instruments refroidi à l'azote liquide.

Résultats et discussion

La morphologie de l'In_0.35 Ga_0.65 Comme SQDs est étudié pour chaque échantillon, comme indiqué par les images AFM sur la figure 1b et la hauteur QD extraite sur la figure 1c ainsi que la densité QD sur la figure 1d. Pour tous les échantillons, on ne trouve pas de grands îlots ou défauts incohérents à la surface comme prévu pour les échantillons QD de haute qualité. Pour des températures de croissance passant de 475 à 535 °C, nous constatons que la densité surfacique des SQD diminue de manière monotone de 9,86 × 10 ¹⁰ à 1,25 × 10 ¹⁰ cm ⁻² . Un tel changement de densité QD est dû à l'amélioration de la longueur de diffusion des adatomes avec l'augmentation de la température du substrat. Fait intéressant, la hauteur moyenne des SQD ne dépend pas de manière monotone de la température de croissance. Il atteint un maximum de 6,5 nm pour l'échantillon cultivé à 520 °C, indiquant un effet de désorption de l'indium à une température de croissance plus élevée.

Les spectres PL ont d'abord été mesurés avec une intensité d'excitation relativement faible de 20 W/cm ² à 10 K. Comme le montre la figure 2a–c, les spectres montrent deux bandes d'émission évidentes pour chaque échantillon. L'émission à grande longueur d'onde est attribuée aux SQD, le pic à plus courte longueur d'onde provenant des BQD. Ici, nous trouvons des caractéristiques distinctes des longueurs d'onde PL, de la pleine largeur à mi-hauteur (FWHM) et des intensités entre les SQD et les BQD. Le décalage vers le rouge pour l'émission SQD par rapport à l'émission BQD est attribué aux changements de contrainte, de dimension QD et de mélange d'indium avant et après la croissance de la couche de recouvrement GaAs, c'est-à-dire que les BQD sont soumis à une contrainte de compression plus importante, une hauteur QD moyenne plus petite , et un mélange plus fort avec un décalage de bande interdite proportionnel vers des énergies plus élevées [18,19,20]. La grande FWHM des SQD est probablement due au couplage entre les états de surface et les états d'énergie confinés dans les QD. En considération de l'intensité PL, on peut voir que les BQD ont toujours l'intensité d'émission beaucoup plus forte que les SQD et le rapport d'intensité PL intégré varie par rapport aux échantillons cultivés à différentes températures. Les échantillons cultivés à 505 °C présentent l'intensité maximale pour les BQD et les SQD, indiquant la meilleure qualité QD pour cet échantillon.

un Spectres PL mesurés à 10 K avec une intensité laser d'excitation de 20 W/cm ² . b Longueur d'onde PL extraite et c intensité PL intégrée en fonction de la température de croissance. d Spectres PL mesurés à 295 K avec une intensité laser d'excitation de 200 W/cm ² . e Longueur d'onde PL et f intensité PL intégrée en fonction de la température de croissance

Les spectres PL ont ensuite été mesurés avec une intensité d'excitation de 200 W/cm ² à température ambiante. Comme le montrent les Fig. 2d-f, le pic SQD et le pic BQD se déplacent vers des longueurs d'onde plus longues avec une température croissante de 10 K à 295 K. La longueur d'onde et l'intensité PL intégrée suivent un comportement similaire à celui de 10 K. Mais, très intéressant, nous trouver le rapport des intensités PL des BQDs aux SQDs intégrés sur toute la largeur de chaque bande est significativement différent à basse température qu'il ne l'est à 295 K, par exemple, pour l'échantillon cultivé à 505 °C, il est de ~ 6,7 à 10 K, alors qu'elle est de ~ 1,35 à température ambiante. Cela indique que les SQD et les BQD ont des caractéristiques de recombinaison de porteurs et des mécanismes sous-jacents différents pour l'extinction PL, en fonction de la densité SQD, de la température et probablement de l'intensité d'excitation (c'est-à-dire de la population de porteurs dans les QD). Ce sont les états de surface qui peuvent agir comme des centres non radiatifs et « geler » les porteurs générés par les photons à basse température. Mais ces porteurs confinés peuvent être activés thermiquement à haute température pour améliorer l'émission SQD [17]. Nous sélectionnons l'échantillon cultivé à 505 °C pour effectuer une enquête PL plus dédiée, dépendante de l'excitation et de la température, car elle montre la meilleure qualité QD pour les SQD et les BQD.

Pour l'échantillon cultivé à 505 °C, les spectres PL sont ensuite mesurés pour les SQD et les BQD en fonction de l'intensité du laser d'excitation à des températures de 10 K, 77 K, 150 K, 220 K et 295 K. La figure 3a montre les spectres mesurés à 10 K à titre d'exemple. A partir des spectres PL dépendants de l'intensité d'excitation, l'intensité PL intégrée est extraite en fonction de l'intensité laser d'excitation à chaque température. Comme le montre la figure 3b–f, les intensités PL augmentent linéairement avec l'augmentation de l'intensité d'excitation. Une loi de puissance généralisée de I _PL = η × P ^α est satisfaite dans le domaine de faible excitation, où P est la densité de puissance du laser d'excitation et I _PL est l'intensité intégrée de l'émission QD. L'exposant α , en fonction des mécanismes de recombinaison radiative, devrait être proche de l'unité pour la recombinaison des excitons et de 2 pour la recombinaison des porteurs libres. Le coefficient η est en fait une caractéristique globale qui inclut l'absorption, la capture et la recombinaison des excitons [21, 22]. Les exposants, α , et coefficients, η , sont tracés sur la figure 3g, h, respectivement. Ils sont obtenus en ajustant les données expérimentales des figures 3b–f pour les cinq températures mesurées, respectivement 10 K, 77 K, 150 K, 220 K et 295 K. Différentes dépendances à la température peuvent être observées pour les BQD et les SQD.

un Spectres PL en fonction de l'intensité d'excitation pour l'échantillon cultivé à 505 °C. b ~f Intensités PL intégrées des BQD et SQD en fonction de l'intensité d'excitation à 10 K, 77 K, 150 K, 220 K et 295 K respectivement. g , h Les paramètres de loi de puissance α et η pour les BQD et SQD à différentes températures. Ici, les lignes ne sont que des guides à l'œil

Pour l'exposant α , nous trouvons qu'il est en fait de l'unité à basse température entre 10 et 150 K pour les BQD mais il augmente à 1,9 avec l'augmentation de la température de 150 à 295 K. Cela indique une recombinaison d'excitons pour les BQD dans le régime à basse température mais un mécanisme de recombinaison des porteurs plus compliqué pour des températures plus élevées. Pour la recombinaison d'excitons purs, le coefficient, α , doit être inférieur à l'unité, car l'augmentation de l'intensité d'excitation augmente la dissipation optique en raison de l'augmentation de la diffusion de la lumière et des pertes de porteurs non radiatifs [21]. Pour les SQD, cependant, α est visiblement plus grand (α = 1.2~1.3) que l'unité avec très peu de variation sur toute la plage de température, de 10 à 295 K. Par conséquent, l'émission SQD à basse température n'est pas purement de type exciton. Il peut déjà inclure des mécanismes de recombinaison non radiative à des niveaux supérieurs aux BQD.

Le coefficient η peut être vu diminuer lentement avec l'augmentation de la température de 10 à 150 K pour les BQD, puis diminuer rapidement de 150 à 295 K. Cependant, pour les SQD, η diminue lentement sur toute la plage de température de 10 à 295 K. Nous constatons également que η pour les BQD est presque deux ordres plus grand que celui des SQD à basses températures de 10 à 150 K, indiquant une faible efficacité PL pour les SQD à des températures aussi basses. Cependant, à 150 K η car les BQD commencent à diminuer considérablement avec l'augmentation de la température devenant près de deux ordres de grandeur inférieure à celle des SQD à température ambiante.

Les comportements observés de l'exposant α et le coefficient η sur la figure 3g, h renforce clairement notre hypothèse selon laquelle les SQD et les BQD ont des caractéristiques et des mécanismes sous-jacents différents pour l'émission et l'extinction PL. Pour les BQD, les porteurs sont confinés à l'intérieur des QD à basse température de 10 K et l'émission par recombinaison d'excitons est dominante. Lorsque la température augmente de 10 à 77 K puis à 150 K, les porteurs gagnent de l'énergie grâce aux phonons, ce qui leur permet d'être activés à partir de petits points et de se redistribuer en plus gros. En augmentant encore la température de 150 K vers la température ambiante, les porteurs gagnent suffisamment d'énergie pour s'échapper des BQD vers des centres non radiatifs, ce qui entraîne une extinction thermique du signal PL. Par conséquent, les BQD n'ont pas d'interaction directe avec les états de surface. Ce sont les phonons qui font que les porteurs à l'intérieur des BQD se redistribuent et s'éteignent.

En revanche, les SQD sont intimement en contact avec les états de surface [17, 20]. À basse température, il existe une forte compétition entre les SQD et les états de surface pour recevoir les porteurs générés par les photons de la matrice GaAs. De toute évidence, en raison de la forte densité des états de surface, ils reçoivent plus de porteurs que les SQD. En conséquence, nous avons observé une faible intensité PL pour les SQD à 10 K. De plus, en raison du couplage ou de la diaphonie entre les SQD et les états de surface, l'exposant α est visiblement plus grand (α = 1.2~ 1.3) que l'unité pour les SQD à 10 K. Avec l'augmentation de la température, les porteurs confinés dans les états de surface peuvent gagner de l'énergie de phonons pour s'échapper puis pour peupler les SQD [17]. Cette recapture de porteurs renforce l'émission des SQD et non des BQD à haute température. Ceci explique la légère augmentation du coefficient, η , tandis que la température augmente de 10 à 77 K, comme le montre la figure 3h. Cela explique aussi pourquoi la valeur du coefficient, η , des SQD devient supérieur à celui des BQD à ~ 220 K dans la même figure. Surtout, on observe que l'émission SQD ne varie pas autant que les BQD avec la température en ce qui concerne le coefficient, η , et exposant, α . Ainsi, le processus dynamique des porteurs montre différentes dépendances de la température pour les BQD et les SQD.

Pour caractériser davantage les SQD, des spectres PL dépendant de la température ont été mesurés à différentes intensités d'excitation. C'est ce que montre la figure 4. Ici encore, nous trouvons des caractéristiques différentes entre les SQD et les BQD. Pour les BQD, sur la figure 4a, l'évolution de l'intensité PL intégrée en fonction de la température montre deux régimes. Pour chaque intensité d'excitation, l'intensité PL intégrée reste constante jusqu'à une certaine température critique, au-dessus de laquelle elle décroît rapidement. Il s'agit d'un comportement typique pour le PL des BQD InGaAs. Dans le régime à basse température, certains porteurs peuvent gagner de l'énergie thermique pour être activés et récupérés par des BQD plus grands. Par conséquent, dans ce régime, il n'y a pas de perte importante de l'intensité PL intégrée, mais l'énergie de crête PL diminue à mesure que la FWHM devient plus étroite, comme le montre la figure 4c, e. Dans le régime à haute température, les porteurs dans les BQD gagnent suffisamment d'énergie thermique pour s'échapper des BQD et se retrouvent ensuite piégés sur des pièges à porteurs non radiatifs, ce qui entraîne une décroissance de l'intensité PL intégrée en raison de la perte de porteurs des BQD. Les deux régimes observés ici pour les BQD de la figure 4 sont en corrélation avec les variations de l'exposant, α et coefficient, η pour les SQD comme le montre la figure 3g, h, reflétant les mêmes mécanismes dans les mesures PL dépendantes de la température.

un Intensités PL intégrées des BQD et des SQD en fonction de la température à différentes intensités d'excitation. b Graphique d'Arrhenius avec une intensité d'excitation de 3 W/cm ² pour les BQD et les SQD. L'énergie de crête PL de c les BQD et d les SQD. Le FWHM de e les BQD et f les SQD en fonction de la température

Pour les SQD, sur la figure 4a, l'intensité PL intégrée diminue de façon monotone sur toute la plage des températures mesurées. Nous observons que l'intensité PL intégrée des SQD diminue plus rapidement/plus lentement que celle des BQD dans le régime basse/haute température avec un turn-over à ~ 150 K. Fait intéressant, les SQD n'ont pas montré de caractéristiques de recapture de porteurs dans le régime à basse température de 10 K ~ 80 K comme cela a été observé précédemment [17]. Ceci est très probablement dû aux différences de densité QD et/ou d'intensité d'excitation. Nous observons également sur la figure 4a que l'intensité PL intégrée des SQD commence à diminuer dès que la température augmente à partir de 10 K. Certains groupes ont attribué l'extinction thermique plus précoce de l'intensité PL SQD à la sensibilité des SQD au potentiel environnemental. fluctuation [23, 24]. D'autres prétendent qu'il n'y a pas d'états électroniques confinés dans la couche de mouillage des SQD InGaAs, de sorte que les porteurs confinés dans les SQD n'ont pas de canal pour transférer vers d'autres SQD plus grands par activation thermique et recapture [17, 20].

Ici, nous présentons une hypothèse différente pour expliquer la trempe thermique du SQD PL. Nous pensons que les états de surface jouent un rôle important pour l'émission et la trempe SQD. Les états de surface se couplent fortement avec les états d'énergie discrets des SQD, ce qui permet aux porteurs de se transférer facilement vers des pièges non radiatifs, même à basse température. Par conséquent, l'intensité PL intégrée des SQD diminue plus rapidement que celle des BQD en régime basse température. Dans le régime à haute température où les BQD commencent à se tremper rapidement en raison de l'échappement de porteurs vers le WL et le GaAs, nous voyons que la trempe SQD est plus lente que les BQD. C'est comme le résultat combiné de deux propriétés du système. Premièrement, les SQD ont des niveaux d'énergie des électrons confinés plus profonds que les BQD, comme indiqué par leur PL d'énergie plus faible. Deuxièmement, il n'y a pas d'états électroniques confinés dans la couche de mouillage des SQD InGaAs, et donc les porteurs confinés dans les SQD manquent d'un canal efficace pour transférer vers d'autres SQD plus grands par activation thermique et recapture. Ceci n'est possible que par le canal de l'état de surface. Cela continue de retirer les transporteurs des SQD au même rythme ; par conséquent, il n'y a pas d'extinction soudaine comme pour les BQD. De plus, le transfert de porteurs des états de surface aux SQD améliorerait également l'émission SQD.

Grâce à des mesures de PL dépendantes de la température, nous avons observé que les SQD commencent à s'éteindre à basse température, mais finalement leur intensité diminue plus lentement que les BQD à haute température. De plus, nous constatons que plus l'intensité d'excitation est élevée, plus le taux de décroissance thermique de l'intensité PL intégrée pour les SQD est lent. Il est raisonnable de supposer qu'à une intensité d'excitation plus élevée, les états de surface deviennent plus peuplés, réduisant ainsi la perte de porteurs des SQD. Par la suite, l'intensité PL intégrée des SQD présente une décroissance thermique plus progressive avec une intensité d'excitation croissante.

Afin de mieux comprendre le mécanisme d'extinction thermique des porteurs, la figure 4b montre un tracé d'Arrhenius avec une intensité d'excitation de 3 W/cm ² . Les données expérimentales ont été ajustées avec une relation impliquant deux processus de recombinaison non radiative :

Où Je (T ) est l'intensité PL intégrée et à température, T; k _B , , C ₁ , et C ₂ sont des constantes ; et E ₁ et E ₂ sont les énergies d'activation thermique [25, 26]. L'émission PL dans la plage des basses températures est principalement déterminée par C ₁ exp(−E ₁ /(k _B T )) avec E ₁ = 4,1 meV pour les SQD et 14,5 meV pour les BQD. Les énergies d'activation extraites de l'émission PL dans la plage des hautes températures sont E ₂ = 21,2 meV pour les SQD et 79,0 meV pour les BQD, qui sont généralement compris comme étant dus à des porteurs activés thermiquement s'échappant des QD. Nous attribuons le plus petit E ₂ pour les SQD à l'énergie relativement faible des états de surface fournissant un canal d'énergie plus faible pour l'échappement du porteur.

Les énergies de crête PL des BQD et SQD présentent également des différences nettes avec l'augmentation de la température, comme le montrent les figures 4c, d, respectivement. Les énergies de crête PL des BQD montrent la «forme en S» bien connue avec un décalage vers le rouge lent à basse température, puis un décalage vers le rouge rapide dans la plage moyenne des températures, suivi d'un décalage vers le rouge relativement lent à nouveau à l'approche de la pièce. Température. Cette caractéristique peut être attribuée aux caractéristiques d'activation thermique et de redistribution des porteurs parmi les BQD, qui sont en corrélation avec les changements FWHM illustrés à la figure 4e. Très différemment, l'énergie de crête SQD suit la loi de Varshni pour la bande interdite de l'InGaAs massif en raison de l'absence du canal de redistribution des porteurs. Ceci est également cohérent avec l'augmentation monotone de la FWHM des SQD sur toute la plage de température, comme le montre la figure 4f.

En plus des canaux de perte non radiatifs trouvés à travers le PL dépendant de la température, il est évident d'après la figure 4a que le taux de décroissance avec la température des SQD varie également avec la puissance d'excitation, démontrant que le taux de transfert de porteur dépend également de la puissance d'excitation. La population de porteurs et les intensités PL correspondantes reflètent les processus de transfert de porteurs, ainsi la différence de ces processus entre les BQD et les SQD peut être caractérisée par le rapport entre leurs intensités PL. Nous avons donc tracé le rapport des intensités PL intégrées entre les SQD et les BQD en fonction de l'intensité d'excitation et de la température sur les Fig. 5a, b, respectivement.

un Le rapport d'intensité PL intégré (SQDs/BQDs) par rapport à l'intensité d'excitation. b Le rapport d'intensité PL intégré par rapport à la température pour l'intensité d'excitation faible et élevée de 3 W/cm ² et 95 W/cm ²

Comme indiqué par la figure 5a, les rapports montrent différentes dépendances de l'intensité d'excitation à différentes températures. À la basse température de 10 K, le rapport d'intensité est bien inférieur à 1 pour toutes les intensités, ce qui est très probablement dû au fait que les états de surface agissent comme des centres de recombinaison non radiatifs et rivalisent avec les SQD pour capturer et « geler » la plupart des porteurs. Lorsque l'intensité du laser d'excitation augmente de 3 mW/cm ² à 950 W/cm ² , le ratio augmente d'abord très légèrement avec un maximum autour de 10 W/cm ² . Il s'agit d'un très léger effet démontrant probablement qu'il existe une certaine interrelation entre les deux systèmes. Ici, les BQD montrent probablement une certaine saturation qui améliore l'émission SQD. Cela peut être vu sur la figure 3b où les BQD ont une légère déviation en dessous de l'augmentation linéaire avec la puissance et les SQD ont une légère déviation au-dessus de la linéaire. À 77 K, les rapports suivent presque la même tendance que pour 10 K, sauf qu'à 110 K, le rapport montre une diminution monotone avec l'excitation laser sur toute la plage. Cela montre probablement le début de l'augmentation de la population des états excités des BQD qui auraient une loi de puissance supérieure à linéaire. Cela continue dans les données de 150 K qui peuvent être comparées à la figure 3d, où les BQD peuvent être vus augmenter à un taux légèrement supérieur à linéaire, tandis que les SQD restent linéaires. Par conséquent, les données pour 150 K sur la figure 5a montrent une décroissance très notable du rapport avec l'augmentation de la puissance. Cependant, au-dessus de ~ 10 W/cm ² , la relation change apparemment de direction là où les SQD commencent à remplir les états excités avec une augmentation plus que linéaire avec la puissance. Cela peut éventuellement être vu sur la figure 4f où juste au-dessus de 100 K, le FWHM augmente fortement, probablement en raison des états excités étant thermiquement peuplés. Pour les températures plus élevées de la figure 5a, le rapport continue de suivre la tendance qui est fixée à 150 K, avec un changement continu vers des valeurs plus élevées, car les BQD montrent des signes accrus de trempe thermique observés sur la figure 4a.

La figure 5b montre le changement de rapport avec la température, décroissant d'abord, puis augmentant pour les excitations de faible et de forte puissance de 3 W/cm ² et 95 W/cm ² , respectivement. Ceci peut être complètement compris en réexaminant la figure 4a. Nous voyons que les BQD sont stables jusqu'à ~ 150 K tandis que les SQD se désintègrent, puis les BQD se désintègrent soudainement, les SQD continuant à se désintégrer lentement à un rythme similaire à celui de la plage de basse température. Ainsi, le rapport est principalement influencé par la trempe thermique soudaine des BQD sur le fond de la perte thermique lente des porteurs SQD aux états de surface.

Conclusions

En conclusion, nous avons soigneusement étudié les propriétés optiques des SQD InGaAs/GaAs auto-assemblés dans des nanostructures composites avec les SQD InGaAs séparés d'une couche InGaAs BQD par un espaceur GaAs épais, mais avec une densité surfacique QD variée contrôlée en utilisant différentes températures de croissance. De tels SQD se comportent différemment des BQD, en fonction de la morphologie de la surface SQD. Pour le meilleur échantillon SQD et BQD dans cette étude, les mesures PL dépendantes de l'intensité d'excitation montrent que l'efficacité d'émission de porteurs est faible à basse température par rapport aux BQD, mais devient relativement plus grande à température ambiante lorsque les BQD subissent une trempe thermique. . De plus, l'intensité PL intégrée et la FWHM des SQD montrent des dépendances monotones décroissantes et croissantes de la température, respectivement. Enfin, le rapport de l'intensité PL intégrée entre les SQD et les BQD montre différents changements avec la température et les intensités d'excitation. Ces caractéristiques anormales de PL des SQD suggèrent une forte interaction et un transfert de porteurs entre les SQD et les états de surface, dépendant non seulement de la morphologie de la surface mais aussi de la température et de l'excitation.

Abréviations

AFM :

Microscopie à force atomique

BQD :

Points quantiques enfouis

FWHM :

Pleine largeur à mi-hauteur

MBE :

Epitaxie par faisceau moléculaire

PL :

Photoluminescence

QD :

Point quantique

SQD :

Points quantiques de surface