Повышение эффективности фотоэлектрических преобразователей за счет обнаружения пространственно локализованных экситонов в самоорганизующихся сверхрешетках квантовых точек InAs/InGaAs

Аннотация

В статье представлены результаты экспериментальных и теоретических исследований нетипичных температурно-зависимых фоtolюминесцентных свойств многослойных квантовых точек InAs, расположенных в непосредственной близости от базового квантового яма InGaAs, снимающего деформации. Гетероструктура InAs/InGaAs/GaAs была вырослена методом молекулярно-лучевой эпитаксии с твердыми источниками (SS-MBE) и исследована с помощью фоtolюминесценции (PL), спектроскопического эллипсометра (SE) и пикосекундного временно-разрешенного фоtolюминесценции. В спектрах PL образца наблюдаются два характерных пика излучения. Исходя из измерений PL в зависимости от мощности возбуждения и температуры, эти пики ассоциируются с основными переходами в квантовых точках InAs двух разных популяций по размеру. Люминесцентные измерения проводились в температурном диапазоне 10–300 К. При низких температурах обнаружено аномальное излучение на низкоэнергетической стороне, приписываемое рекомбинации через глубокие уровни. Энергия пика PL демонстрирует аномальное поведение в результате конкуренции между локализованными и делокализованными носителями заряда. Предложена модель ансамбля локализованных состояний для объяснения необычного поведения фоtolюминесценции. Количественный анализ показывает, что непрерывные состояния квантовой ямы выступают транзитным каналом для перераспределения термически активированных носителей. Определена глубина локализации и её влияние на применение исследуемой гетероструктуры в фотоэлектрических элементах. Модель дает представление о возможном улучшении свойств InAs/InGaAs/GaAs КТ на основе теоретических расчетов.

Введение

Самоорганизующиеся квантовые точки (КТ) широко изучаются для возможных приложений в оптоэлектронике благодаря трехмерному замыканию носителей и δ-подобной плотности состояний. Недавно структуры с КТ предложили для реализации солнечных элементов с промежуточной зоной (IBSC), которые вводят дополнительные фотоносители через поглощение валентная зона–промежуточная зона и промежуточная зона–зона проводимости [1]. GaAs-основанные IBSC с КТ, имеющими меньшую ширину запрещенной зоны, чем GaAs, формируют тандемные структуры, способные поглощать фотоны с энергиями ниже запрещенной зоны GaAs, что приводит к более высокому КПД преобразования энергии [2]. Формирование промежуточной зоны КТ требует плотно упакованной многослойной структуры высокой плотности КТ [3, 4]. Однако кристаллическое качество КТ InAs ухудшается с увеличением числа слоев и уменьшением расстояния между ними из-за накопления внутренней компрессивной деформации. Избыточная деформация вызывает дислокации и дефекты, пронизывающие КТ в направлении к поверхности. Следовательно, характеристики солнечного элемента InAs/GaAs на КТ также деградируют при увеличении числа слоев КТ [5]. Для преодоления этих проблем продемонстрирована техника роста с компенсацией деформации с использованием буферных слоев GaAsN, GaAsP и GaP для материальных систем InAs/GaAs [6,7,8]. Другой подход — покрытие слоев КТ InAs/GaAs тонким слоем InGaAs с пониженной деформацией. По сравнению с КТ InAs/GaAs, этот слой вызывает красный сдвиг фотоотклика из-за малого несоответствия решеток между InAs и InGaAs. Изучение температурной зависимости фоtolюминесценции дает ценную информацию о многослойных КТ InAs/GaAs для солнечных элементов, представляющей значительный практический и теоретический интерес. Классически ширина запрещенной зоны полупроводника монотонно уменьшается с ростом температуры. Однако специальные материалы, такие как КТ InAs/GaAs, демонстрируют аномалию в PL при низких температурах из-за механизмов термически активированного переноса носителей в ансамбле квантовых точек. Эти аномалии постепенно исчезают после процессов пост-ростового перемешивания в гетероструктурах InAs/InGaAs/GaAs на КТ, как показано Ilahi et al. [9]. Подобные гетероструктуры исследовались для фотоэлектрических приложений Sayari et al. [10]. За последние десятилетия предложено множество моделей, таких как модели Passler, Vina и Varshni. Для создания надежных устройств температурное поведение таких гетероструктур должно быть хорошо понято с использованием наиболее подходящей модели. В данной работе используется классическая модель Passler, скорректированная с учетом коэффициента термического перераспределения, для лучшего понимания наблюдаемой S-образной температурной зависимости экситонной запрещенной зоны. Наше исследование дает самосогласованную точную картину локализации и переноса носителей в гетероструктуре InAs/InGaAs/GaAs на КТ, что является крайне важным энергетическим материалом для производства высокоэффективных фотоэлектрических устройств.

Экспериментальные детали

На рис. 1 показана схема исследуемой гетероструктуры InAs/InGaAs/GaAs на КТ. Гетероструктура состоит из пяти стеков слоев КТ InAs/In_0.11Ga_0.89As/GaAs, заключенных между 80-нм внутренними слоями GaAs. Эпитаксиальные слои выращивались на эпитаксиально готовых n⁺-GaAs (100) подложках методом SS-MBE на установке Riber MBE 32P. После десорбции оксида был вырослен 250-нм n⁺-допированный буферный слой GaAs с концентрацией легирования 2 × 10¹⁸ см⁻³ при 520 °C, за которым следовал 1000-нм n-допированный базовый слой GaAs (10¹⁷ см⁻³). Температура подложки затем понижалась и стабилизировалась на 500 °C для осаждения внутренней области. Как показано на рис. 1, повторяющиеся слои состоят из 2.5 монослоев (ML) InAs, 5-нм слоя In_0.11Ga_0.89As и 33-нм пробкового слоя GaAs. Формирование КТ контролировалось in situ путем мониторинга дифракционной картины высокоэнергетических электронов (RHEED). Назначение 5-нм слоя In_0.11Ga_0.89As — сместить спектры излучения и поглощения в красную область, а 33-нм слой GaAs служит пробковым слоем. Скорости роста для InAs, In_0.11Ga_0.89As и GaAs составляли 0.08 ML/с, 0.78 ML/с и 0.7 ML/с соответственно, измеренные по осцилляциям зеркального рефлекса RHEED. В завершение вырослен 500-нм p-допированный эмиттерный слой GaAs (2 × 10¹⁷ см⁻³) и 100-нм p⁺-допированный контактный слой GaAs (5 × 10¹⁸ см⁻³). В качестве n- и p-типа легирования использовались кремний (Si) и бериллий (Be). Температура во время роста калибровалась пирометром.

a Схематическая структура пятислойной стопки InAs/InGaAs КТ на (001) n⁺-GaAs подложке. b RHEED-картина после роста 2.5 ML InAs (трехмерный рост). c RHEED-картина во время роста 5 нм InGaAs (двумерный рост) [10]

Спектроскопический эллипсометр (SE) выполнялся при комнатной температуре в диапазоне 1–6 эВ с использованием переменного угла спектроскопического эллипсометра (VASE) M-2000 фирмы J.A. Woollam. Измерения SE проводились под углами падения 45°–60°. В измерениях PL в качестве источника возбуждения использовался аргоновый ионный (Ar⁺) лазер с длиной волны 514.5 нм для генерации электрон-дырочных пар. Люминесцентный свет от образцов рассеивался высокорзревящим спектрометром и детектировался термоэлектрически охлаждаемым Ge-фотодетектором со встроенным усилителем. Для измерений PL в зависимости от мощности возбуждения и температуры образцы монтировались в замкнутом цикле термостатируемом гелиевом криостате. Спектры PL регистрировались в диапазоне номинальной выходной мощности 1.5–350 мВт и температур 11–300 К. Временно-разрешенные измерения PL проводились в переменнотемпературном (10–240 К) замкнутом цикле гелиевом криостате. Линия 514 нм использовалась как длина волны возбуждения от режима-блокированного пикосекундного импульсного лазера Ti:сапфир с частотой повторения 80 МГц и шириной импульса 1.2 пс.

Результаты и обсуждение

На рис. 2 показаны измеренные вещественная (a) и мнимая (b) части диэлектрической проницаемости гетероструктуры InAs/InGaAs/GaAs на КТ при 300 К в энергетическом диапазоне 1–6 эВ. Вещественная и мнимая части следуют разным закономерностям. Изменение диэлектрической проницаемости с энергией фотона указывает на взаимодействия между фотонами и электронами в пленках в диапазоне 1–6 эВ. Две основные спектральные особенности — критические точки (CP) E₁ и E₂ при ~3 и ~4.5 эВ соответственно [11, 12]. Для количественного определения энергетических позиций различных межзонных переходов использовался нулевой переход второго производного спектра мнимой части псевдодиэлектрической функции. Полученные переходные энергии сведены в таблице 1.

Вещественная (ϵ ₁) (красная пунктирная линия) и мнимая (ϵ ₂) (сплошная синяя линия) части диэлектрических функций гетероструктуры InAs/InGaAs на КТ, полученные из измерений SE [10]

Рис. 3 показывает спектр второй энергетической производной мнимой части псевдодиэлектрической функции, показанной на рис. 2. Два пика на 2.9 и 3.1 эВ соответствуют соответственно межзонным переходам E ₁ и E ₁ + Δ₁ в GaAs. Однако два близко расположенных пика около 4.4 и 4.7 эВ вызваны CP-переходами E ₀’ и E ₂ соответственно в слоях КТ InAs [12]. Нельзя исключить вклад CP-энергии E ₁ + Δ₁ (2.74 эВ) [12] InAs в E ₁ (2.91 эВ) [11] GaAs из-за малой разницы между этими значениями. При низких энергиях запрещенная зона GaAs четко различима в спектре ε около 1.4 эВ. Также спектр второй энергетической производной (рис. 3) показывает межзонный переход на 1.75 эВ, соответствующий CP-энергии E ₀ + Δ₀ GaAs [11]. Известно, что ε ₂ является показателем качества материала; наивысшее значение соответствует наиболее резкому интерфейсу [13]. Согласно литературе, значения ε ₂ около 25, максимальное значение 26.8 в нашем случае, полученные в области полосы E ₂ около 4.7 эВ, указывают на высокое качество материалов, образующих гетероструктуру InAs/InGaAs/GaAs на КТ, выросшую методом SS-MBE.

Спектр второй производной мнимой части (ϵ ₂) диэлектрической функции в зависимости от энергии фотона для гетероструктуры InAs/InGaAs на КТ. Указаны переходные энергии, возникающие от слоев КТ InAs и слоев GaAs [10]

Рис. 4 показывает спектр PL активной области в гетероструктуре InAs/InGaAs/GaAs на КТ при мощности возбуждения 100 мВт и низкой температуре (12 К). Очевидно, спектр имеет асимметричную форму на высокоэнергетической стороне и может быть деконволютирован в два суб-пика гауссовым приближением [14]. Учитывая зависимость квантовых замыкающих потенциалов от размера точек, наиболее интенсивный пик на 1.06 эВ приписывается излучению из основных состояний более крупных КТ (LQD), а пик более высокой энергии на 1.11 эВ — излучению из основных состояний относительно мелких КТ (SQD) [15]. Таким образом, при очень низкой мощности возбуждения и низкой температуре асимметричная форма обусловлена люминесценцией, исходящей от бимодального распределения точек по размеру [16]. Кроме того, пики, исходящие от слоя квантовой ямы InGaAs, рекомбинации между электронами в зоне проводимости GaAs и дышками на акцепторном уровне углерода (e-C_As) [17] и запрещенной зоны GaAs видны около 1.35, 1.49 и 1.51 эВ соответственно. Для подтверждения этой атрибуции асимметричной формы проводились измерения PL при разных мощностях лазера от 10 до 100 мВт. Также выполнялись AFM-измерения неокрытой структуры, аналогичной исследуемой. С рис. 5 видно, что гетероструктура имеет не зависящую от мощности форму PL. За исключением спектра при наивысшем возбуждении, интенсивность и ширина линии высокоэнергетического пика PL гетероструктуры не меняются существенно. Энергетическое разделение между двумя пиками PL (рис. 5) составляет около 50 мэВ. Как и ожидалось, AFM-изображение показывает, что КТ в пятом слое обладают бимодальным распределением по размеру с общей плотностью КТ 7 × 10¹⁰ см⁻². Предполагая, что низкоэнергетические пики гетероструктуры соответствуют основному состоянию крупных КТ (LQD), можно сказать, что высокоэнергетические пики при высокой мощности являются результатом основных состояний относительно мелких КТ (SQD).

Спектр PL, измеренный при низкой температуре (12 К) из пятислойной стопки гетероструктуры InAs/InGaAs на КТ. Анализ формы линии доказывает, что сигнал PL КТ является сверткой двух гауссово-образных пиков, показанных сплошными линиями

Нормализованные спектры PL в зависимости от мощности возбуждения из гетероструктуры InAs/InGaAs на КТ, измеренные при 12 К

Для понимания механизмов рекомбинации PL проведены температурно-зависимые измерения PL на гетероструктуре от 10 до 300 К, изображенные на рис. 6. Рис. 7 показывает энергетическое положение основного пика, связанного с излучением от LQD. Этот пик демонстрирует аномальную температурную зависимость между 10 и 100 К по сравнению с другими III–V тернарными сплавами, такими как обычный GaAlAs [18]. В этом температурном диапазоне (область (i)) наблюдается красный сдвиг около 12 мэВ. Этот сдвиг обусловлен рекомбинацией экситонов через локализованные состояния в ансамбле неоднородно распределенных LQD. По мере повышения температуры в этом диапазоне носители термически активируются и переносятся от мелких к крупным КТ в ансамбле, где в конечном счете рекомбинируют радиативно. Это делает наблюдаемое явление вероятным следствием большой дисперсии размеров точек в нашей структуре (см. вставку AFM). Характерная температура, при которой два процесса рекомбинации (локализованных и делокализованных носителей) участвуют в сигнале PL поровну, обозначается как T _loc/deloc. Затем между 100 и 120 К (область (ii)) энергия пика возрастает. Это связано с убеганием носителей из более мелких состояний в более глубокие. Характерная температура обозначается как T _escape. При еще более высоких температурах (область (iii)) экситоны полностью делокализованы и восстанавливается зона-зоная рекомбинация.

Температурно-зависимые спектры PL из гетероструктуры InAs/InGaAs на КТ, измеренные при мощности возбуждения 100 мВт

Энергии пиков PL LQD исследуемой гетероструктуры InAs/InGaAs на КТ, измеренные при различных температурах

Для дальнейшего понимания процесса рекомбинации в многослойных КТ InAs/InGaAs/GaAs изучалось временно-разрешенное PL методом фотосчета временной корреляции. Теоретически предсказано, что время жизни экситона в КТ чувствительно к температуре [19]. Экспериментальные измерения показали, что времена жизни действительно постоянны по температуре ниже критической температуры [20]. Markus et al. [21] сообщали о постоянном времени жизни около 950 пс в широком температурном диапазоне в пределах экспериментальной погрешности.

Рис. 8a представляет спектр затухания PL между 17 и 240 К для фиксированной энергии детекции 1.06 эВ и энергии возбуждения (λ _exc = 514 нм). Эти спектры хорошо аппроксимируются моноэкспоненциальной функцией со временем затухания ~1000 пс при низких температурах. Это медленное время затухания по сравнению с тонкопленочными III–V полупроводниками [22] является признаком наличия локализованных состояний [23], и рекомбинация носителей на пике LQD должна быть чисто радиативной. Действительно, при низких температурах фотогенерированные электроны и дышки, прежде чем рекомбинировать, тратят время на формирование экситонов и релаксацию энергии для захвата мелкими локализованными состояниями. Эти явления приводят к медленному затуханию. Температурный эффект на время затухания PL изучен и показывает наличие двух разных режимов, как показано на рис. 8b [24]. Замечаем, что время затухания, ассоциированное с более низкой энергией полосы PL (LQD (1.06 эВ)), практически постоянно (1000 пс) до 140 К, а затем уменьшается с ростом температуры.

a Время затухания пика LQD в зависимости от температуры образца для длины волны возбуждения 514 нм. b Типичная интенсивность затухания фоtolюминесценции пика LQD в зависимости от температуры, измеренная при длине волны возбуждения 514 нм

Теоретический подход

Для понимания аномальной температурной зависимости PL положение пика PL исследовалось с использованием модели LSE, разработанной Li et al. [25, 26]. Эта количественная модель дает удовлетворительное объяснение аномальных спектральных особенностей люминесценции локализованных состояний, ранее наблюдавшихся в нескольких III–V материалах, таких как бористые сплавы B(In)GaAs/GaAs [27, 28] и MQW InGaAs/GaAs [29, 30]. Модель предполагает, что локализованное состояние имеет гауссово-типовое распределение энергии для плотности состояний:

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

Где σ и E _ch — параметр расширения для распределения локализованных состояний (глубина локализации) и барьерный уровень, который носители должны преодолеть для переноса, соответственно. В квази-стационарном состоянии динамика локализованных экситонов описывается следующими уравнениями скоростей:

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

Параметры τ _r, τ _tr, γ _c, K _B, Λ и N ' представляют соответственно время рекомбинации носителей (радиативное время жизни), время переноса носителей (нерадиативное время жизни), коэффициент повторного захвата, постоянную Больцмана, общее число локализованных состояний и общее число носителей, термически активированных из локализованных состояний. G (E) представляет скорость генерации носителей. Величина \( \frac{\gamma_c N\hbox{'}\left( E, T\right)\rho (E)}{\Lambda} \) — число носителей, повторно захватываемых локализованными состояниями за единицу времени. Третий член справа дает скорость термического убегания локализованных носителей. Последний представляет скорость депопуляции носителей из-за радиативной рекомбинации. Плотность популяции локализованных носителей пропорциональна функции распределения и плотности состояний локализованных носителей. Фактически, решение уравнения (2) описывается уравнением (3).

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

где E ₀ — центральная энергия. Математически, температурная зависимость положения пика из-за термического перераспределения носителей в локализованных состояниях, определенная из \( \frac{\partial N\left( E, T\right)}{\partial t}=0 \), задается:

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

Где x (T) — численное решение нелинейного уравнения (5):

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

Уравнение 5 имеет только одно решение для \( 0< x<{\left(\frac{\sigma}{K_b T}\right)}^2 \). В области высоких температур приближенное решение \( {\left(\frac{\sigma}{K_{\mathrm{B}} T}\right)}^2 \). Уравнение (5) раскрывает модель хвоста зоны, предложенную Eliseev et al. [31]:

$$ E(T)\approx {E}_0-\frac{\sigma^2}{K_B T} \quad (6) $$

Известно, что запрещенная зона идеализированного полупроводникового материала обычно описывается эмпирической формулой Passler [32]. Учитывая коррекцию из-за коэффициента термического перераспределения, изменение положения пика люминесценции с использованием модели LSE описывается уравнением (7):

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

где θ — характеристический температурный параметр, который ожидается сравнимым с температурой Дебая θ _D. Для T>>θ видно, что α представляет просто предел величины первой производной, \( {\frac{dEg(T)}{dT}}_{T\to \infty } \). Показатель «p» связан с формой базовой электронно-фононной спектральной функции [33]. Модель дает хорошее соответствие экспериментальной эволюции, что подтверждается рис. 9. Параметры аппроксимации сведены в таблице 2.

Температурная эволюция фоtolюминесценции пика LQD (сплошные черные квадраты), аппроксимированная эмпирическим законом Passler (сплошная синяя линия) и модифицированным соотношением Passler, истинным для модели LSE (сплошная красная линия)

Энергия пика PL сильно зависит от термического перераспределения, изображенного на рис. 10. Последний указывает на быстрый рост в криогенном температурном диапазоне. Максимум термического перераспределения соответствует максимуму красного сдвига в эволюции энергии (~50–100 К). В области высоких PL температур термическое перераспределение экспоненциально уменьшается и стремится к обнулению; начиная с 150 К начинается процесс делокализации и возврат к зона-зонам переходам. Это также видно, когда классическая и модифицированная кривые накладываются (рис. 9). Показатель «p» указывает на то, что вклад продольных акустических (LA) фононов значительнее вклада продольных оптических (LO) фононов. Этот вклад доминирует в области высоких PL температур, где излучение asistируется фононами. Бимодальный процесс распределения открывает канал связи между КТ, представленный делокализованными электронными и дырочными состояниями, разделенными энергией E _ch. Происхождение этого канала связи все еще предмет споров [34,35,36]. Однако канал связи можно рассматривать как промежуточные состояния, существующие между двумерными состояниями смачивающего слоя (WL) и нульмерными состояниями КТ [37]. Можно представить, что носители в состояниях КТ могут легче термически возбуждаться в канал связи, чем в WL, из-за меньшей энергии активации, а затем переноситься к соседним КТ на конечном расстоянии. Это напоминает уровень Ферми-Дирака в распределении Ферми-Дирака. Эта энергия E _ch меньше энергии активации E _a, извлеченной из диаграммы Аррениуса (рис. 11). Причина, по которой E _a больше, объясняется тем, что носителям требуется больше энергии для достижения смачивающего слоя (WL), как показано схематически на рис. 12. Более того, величина разницы ΔE = E _ch − E ₀ играет более значимую роль в определении аномальной температурной зависимости люминесценции локализованных носителей. Следует отметить, что два случая, E _ch − E ₀ > 0 и E _ch − E ₀ < 0, существуют с физической точки зрения, но обычно присваивается «положительная» энергия термической активации. В нашем случае это означает, что E _ch на 4 мэВ ниже E ₀, при этом локализованные носители термически активируются в состояния (или места в реальном пространстве) с более высокими энергиями. Она уменьшается по сравнению с одним слоем КТ InAs с базовым слоем In_0.15Ga_0.85As, снимающим деформацию [10]. Глубина флуктуации потенциала, задаваемая σ, является результатом неоднородности распределения КТ по размеру. Глубина потенциала найдена равной 19 мэВ. Она уменьшается при увеличении числа стеков InAs/In_0.11Ga_0.89As/GaAs КТ. Следовательно, можно сделать вывод, что уменьшение глубины потенциала повышает эффективность структуры по сравнению с одним слоем InAs/InGaAs/GaAs КТ, изученным Ilahi et al. и Helmi et al. [10, 36].

Температурно-зависимое термическое перераспределение, определенное численно. Характерные температуры (T _loc/deloc и T _escape) указаны относительно процесса локализация-делокализация

Аппроксимация Аррениуса исследуемого образца. Нормализованная интегральная интенсивность (черные круги) аппроксимируется тремя энергиями активации (сплошная красная линия)

Схема распределения локализованных электронных/дырочных (экситонных) состояний КТ (WL смачивающий слой, CH канал переноса носителей)

Заключение

Подводя итог, мы успешно изготовили GaAs-основанный солнечный элемент со многослойной стопкой КТ InAs путем покрытия КТ слоем InGaAs и вставки пробковых слоев GaAs. Две основные спектральные особенности, наблюдаемые в спектрах диэлектрической функции гетероструктуры InAs/InGaAs/GaAs на КТ при 3 и 4.5 эВ, приписываются CP-структурам E ₁ и E ₂ GaAs и InAs соответственно. Спектр PL КТ InAs в матрице GaAs интенсивен и имеет асимметричную форму, что указывает на рост высококачественной многослойной структуры КТ InAs. Показан вклад более крупных и относительно мелких КТ в спектр PL. Люминесцентные измерения успешно смоделированы и переосмыслены с использованием разработанной модели LSE. Теоретическое исследование количественно интерпретировало наблюдаемые температурно-зависимые спектры и пролило свет на сложные механизмы спонтанного излучения в многослойных КТ InAs/InGaAs/GaAs на основе параметров аппроксимации. Это исследование указывает на способ улучшения эффективности структур InAs/GaAs на КТ для их использования в фотоэлектрических приложениях. Эти результаты помогают улучшить понимание температурно-зависимой динамики носителей в деформированных КТ для повышения эффективности исследуемой структуры. В дальнейшей работе мы изучим влияние ориентации и увеличения числа КТ InAs/GaAs в многослойной структуре на глубину локализации.

Электропряженные полимерные нановолокна, модифицированные благородными металлами, для передового химическ… Усиление нелинейного оптического отклика в гибридных жидкокристаллических ячейках с интеграцией фотонных к…