WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 10 Температурная зависимость фотолюминесценции нанокластеров CdS, сформированных в матрице пленки Ленгмюра–Блоджетт © Е.А. Багаев¶, К.С. Журавлев, Л.Л. Свешникова Институт физики полупроводников Сибирского отделения Российской академии наук, 630090 Новосибирск, Россия (Получена 30 января 2006 г. Принята к печати 9 февраля 2006 г.) В диапазоне температур 5–300 K исследована фотолюминесценция нанокластеров CdS, сформированных в матрице пленки Ленгмюра–Блоджетт. Спектр фотолюминесценции нанокристаллов при температуре 5 K состоит из двух полос с максимумами при 2.95 и 2.30 эВ. Температурная зависимость положения максимума высокоэнергетической полосы фотолюминесценции отличается от температурной зависимости ширины запрещенной зоны объемного CdS. Интегральная интенсивность фотолюминесценции данной полосы спадает при температурах от 5 до 75 K, увеличивается в диапазоне 150–230 K и уменьшается при температурах выше 230 K. Экспериментальные данные объяснены в рамках модели рекомбинации неравновесных носителей заряда в нанокластерах CdS с учетом транспорта носителей заряда в локально связанных нанокластерах различных размеров. В рамках модели получена оценка значения энергетической глубины ловушек для электронов, равного 120 мэВ, а также значений энергии активации безызлучательной рекомбинации, составляющих около 5 и 100 мэВ.

PACS: 73.20.Hb, 73.22.Df, 78.55.Et, 78.67. Bf, 78.55.Et, 81.05.Dz 1. Введение образования нанокластеров CdS и оценки их размеров.

Фотолюминесценция (ФЛ) нанокластеров CdS, полученИсследование низкоразмерных полупроводниковых ных методом ЛБ, исследовалась при температуре 300 K структур представляет значительный интерес в связи с в работах [8–10], авторы которых по-разному идентифивозможностью применения данных структур для созда- цировали наблюдаемые полосы ФЛ. В работе [8] полоса ния новых оптоэлектронных устройств. В основном для ФЛ с максимумом при 2.8 эВ была отнесена к рекомполучения низкоразмерных полупроводниковых струк- бинации экситонов в нанокластерах CdS. В работе [9] тур применяются сложные и дорогостоящие методы, полоса фотолюминесценции с максимумом при той же такие как молекулярно-лучевая эпитаксия, электронно- энергии объяснялась рекомбинацией между электроналучевая и фотолитография. В то же время существуют ми и дырками, расположенными на уровнях размерного простые и дешевые методы получения низкоразмерных квантования нанокластеров CdS. В работе [10] нами структур, такие, как например методы коллоидной хи- были исследованы спектры ФЛ нанокластеров CdS в мии и метод Ленгмюра–Блоджетт. матрице пленки ЛБ, а также после ее удаления. Спектр Метод Ленгмюра–Блоджетт (ЛБ) позволяет созда- ФЛ нанокластеров после удаления матрицы состоял из вать упорядоченные монослои поверхностно-активных двух полос с максимумами при 2.9 и 2.1 эВ. Было предположено, что высокоэнергетическая полоса ФЛ связана веществ (соли жирных кислот) на поверхности раздела жидкой и газовой фаз. Контролируемый перенос полу- с рекомбинацией экситонов в нанокластерах CdS, а низкоэнергетическая полоса обусловлена излучательной ченных монослоев с поверхности раздела двух фаз на твердые подложки приводит к созданию упорядочен- рекомбинацией неравновесных носителей заряда через уровни дефектов в матрице пленки ЛБ и поверхностных ных пленок ЛБ варьируемой толщины (от единиц до сотен нанометров). При последующей обработке полу- состояний нанокластеров.

В данной работе с целью определения механизма ченных пленок солей металлов II группы в атмосфере рекомбинации неравновесных носителей заряда в нагазоообразного сероводорода происходит образование нокластерах CdS, сформированных в матрице пленки нанокластеров полупроводниковых соединений AIIBVI, ЛБ, была исследована температурная зависимость пораспределенных в твердой матрице пленки ЛБ.

ложения максимума и интегральной интенсивности ФЛ На сегодняшний день полупроводниковые нанокластеструктур с нанокластерами после удаления матрицы.

ры CdS, полученные методом Ленгмюра–Блоджетт, в основном исследовались структурными методами [1–5].

Изучению их оптических свойств уделялось существен2. Образцы и методика эксперимента но меньше внимания. В работах [6–8] было исследовано оптическое поглощение пленок ЛБ до и после Исследованные образцы, содержащие нанокластеры их обработки в атмосфере сероводорода для контроля сульфида кадмия, получали по методу Ленгмюра– ¶ Блоджетт. В качестве подложек использовали полироE-mail: bagaev@thermo.isp.nsc.ru Fax: (383)3332721 ванные пластины сапфира ориентации (0001), на котоТемпературная зависимость фотолюминесценции нанокластеров CdS, сформированных в матрице... рые наносили по 80 монослоев (240 нм) бегената кадмия. Сульфидирование пленок проводили газообразным сероводородом при температуре 22C, давлении H2S 100 Topp в течение 2 ч. В результате взаимодействия пленок бегената кадмия с сероводородом происходило образование нанокластеров сульфида кадмия, распределенных в матрице бегеновой кислоты. Согласно данным высокоразрешающей электронной микроскопии, размеры нанокластеров CdS в матрице составляют 1–5нм при среднем размере около 3 нм и плотности частиц, равной 1011 см-2 [11]. Матрицу пленки ЛБ удаляли термодесорбцией бегеновой кислоты при давлении 10-3 Topp и температуре 200C. Подробно методика получения образцов с нанокластерами описана в работе [10].

Возбуждение ФЛ образцов осуществлялось He–Cdлазером с длиной волны 325 нм и средней плотностью возбуждения около 0.5Вт/см2. Спектры ФЛ регистрировались спектрометром на основе двойного монохроматора СДЛ-1, оснащенного охлаждаемым фотоумножиРис. 2. Температурные зависимости: 1 — положения максителем ФЭУ-79, работающим в режиме счета одиночных мума высокоэнергетической полосы ФЛ нанокластеров CdS;

фотонов. Температура измерений ФЛ варьировалась от 2 — ширины запрещенной зоны объемного CdS. 3 — аппрокдо 300 K.

симация температурной зависимости 1 формулой Фэна (1).

3. Экспериментальные результаты На рис. 1 показаны спектры стационарной ФЛ структуры с нанокластерами, измеренные при различных температурах. Спектр ФЛ при 5 K состоит из двух полос с максимумами при 2.95 и 2.30 эВ и шириной полос на полувысоте около 0.2 и 0.6 эВ соответственно.

С увеличением температуры интенсивность высокоэнергетической полосы ФЛ уменьшается, а низкоэнергетической полосы, напротив, увеличивается, максимумы обоих полос смещаются в сторону низких энергий.

Рис. 3. Температурные зависимости ФЛ нанокластеров CdS:

1 — эксперимент, 2 —расчет (12).

На рис. 2 показаны температурные зависимости положения максимума высокоэнергетической полосы ФЛ нанокластеров CdS и ширины запрещенной зоны объемного кристалла CdS. Видно, что температурная зависимость положения максимума данной полосы ФЛ отличается от зависимости ширины запрещенной зоны объемного CdS.

Рис. 1. Спектры стационарной фотолюминесценции нанокла- На рис. 3 показана температурная зависимость интестеров, измеренные в диапазоне температур 5–300 K. гральной интенсивности высокоэнергетической полосы 5 Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 1220 Е.А. Багаев, К.С. Журавлев, Л.Л. Свешникова ФЛ нанокластеров CdS. Интенсивность данной полосы уменьшается с увеличением температуры от 5 до 75 K, остается практически постоянной в диапазоне температур от 75 до 150 K. При повышении температуры от 150 до 230 K интенсивность быстро возрастает, а после 230 K резко уменьшается.

4. Обсуждение экспериментальных результатов 4.1. Температурная зависимость положения максимума фотолюминесценции Рис. 4. Схематическое изображение транспорта в локально bulk связанных нанокластерах различных размеров. Eg — ширина Для описания температурной зависимости положения запрещенной зоны объемного CdS.

максимума ФЛ полупроводниковых нанокластеров обычно применяют формулы Варшни или Фэна, описывающие температурную зависимость ширины запрещенной зоны объемного кристалла. В отличие от эмпирической транспортом носителей заряда в локально связанных наформулы Варшни формула Фэна описывает изменение нокластерах CdS различного размера [14]. С повышениширины запрещенной зоны на основе фононной статием температуры происходит перераспределение неравстики кристалла [12]:

новесных носителей заряда из больших нанокластеров в меньшие (рис. 4). В нанокластерах с меньшими размераA Eg(T ) =Eg(0) -, (1) ми энергия оптических переходов увеличивается вследexp( /kT) - ствие большей степени локализации волновых функций носителей заряда. Следовательно, повышение темперагде Eg(0) — ширина запрещенной зоны объемного туры приводит к увеличению энергии оптических пекристалла при 0 K, A — параметр, зависящий от макрореходов, обусловленному транспортом неравновесных скопических свойств кристалла, — параметр, соотносителей заряда в локально связанных нанокластерах ветствующий энергии продольных оптических фононов.

различного размера. Увеличение энергии оптических На рис. 2 показана аппроксимация температурной запереходов частично компенсирует уменьшение энервисимости положения максимума высокоэнергетической гии оптических переходов, связанное с температурным полосы ФЛ нанокластеров CdS формулой Фэна.

Значения параметра, полученное при аппрок- смещением уровней энергии размерного квантования электронов и дырок в нанокластерах. Механизм транссимации экспериментальных данных формулой Фэна, порта носителей заряда между нанокластерами CdS в составляет = 25 ± 5 мэВ. Это значительно меньше настоящий момент времени не ясен.

значения энергии продольных оптических (LO) фононов в объемном кристалле CdS, равного LO = 38 мэВ. Таким образом, отличие температурной зависимости Известно, что в низкоразмерных структурах эффект положения максимума высокоэнергетической полосы размерного квантования волнового вектора оптических ФЛ нанокластеров от зависимости ширины запрещенной bulk фононов и отрицательная частотная дисперсия приво- зоны объемного кристалла Cd (Eg ) может быть обудят к уменьшению энергии оптических фононов [13]. словлено транспортом неравновесных носителей заряда В работе [11] в спектре рамановского рассеяния света в локально связанных нанокластерах различных размеот структур с нанокластерами CdS наблюдался низ- ров.

кочастотный сдвиг фононного пика, соответствующий уменьшению энергии продольных оптических фононов 4.2. Модель рекомбинации неравновесных от 38 до 37 мэВ. Однако полученное нами значение носителей заряда в нанокластерах CdS параметра = 25 ± 5 мэВ значительно меньше экспеСледует отметить, что механизм рекомбинации неравриментально наблюдаемого значения энергии фононов в нанокластерах CdS. Следовательно, различие в темпера- новесных носителей заряда в нанокластерах CdS, сформированных в матрице пленки ЛБ, ранее не рассматритурных зависимостях положения максимума полосы ФЛ вался. Для нанокристаллов CdS, полученных методами нанокластеров и ширины запрещенной зоны объемного коллоидной химии, а также для наночастиц CdSxSe1-x, кристалла CdS нельзя объяснить эффектом размерного синтезированных в стеклянных матрицах, ранее была квантования волнового вектора оптических фононов в нанокластерах CdS. предложена модель рекомбинации неравновесных ноОтличие температурной зависимости положения мак- сителей заряда с участием ловушек для электронов симума высокоэнергетической полосы ФЛ нанокласте- и дырок [15,16]. В рамках этой модели высокоэнерров от температурной зависимости ширины запрещен- гетическая полоса ФЛ была отнесена к рекомбинации ной зоны объемного кристалла CdS можно объяснить неравновесных носителей заряда, локализованных на Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Температурная зависимость фотолюминесценции нанокластеров CdS, сформированных в матрице... безызлучательной рекомбинации неравновесных носителей заряда. Соответствующие вероятности 1/act, 1/esc этих безызлучательных процессов равны:

1 1 Eact = exp -, (2) act a kT 1 2 Eesc = exp -, (3) esc e kT где a, e — некоторые константы, Eact, Eesc —энергии активации безызлучательных процессов, T — температура. В-третьих, в модели учитывается захват электронов с уровня размерного квантования на уровень ловушек для электронов глубиной En, а также термический выброс электронов с уровня ловушек на уровень размерного квантования.

В рамках модели также делаются дополнительные предположения. Темп генерации электронно-дырочных Рис. 5. Схематическое изображение энергетической диагрампар gn в нанокластере считается малым (gn < 1) и мы системы нанокластер–матрица.

не зависящим от температуры. Это означает, что в нанокластере генерируется не более одной электроннодырочной пары в единицу времени. При этих условиях уровнях размерного квантования нанокристаллов, а низ- темп захвата электронов с уровня размерного квантокоэнергетическая полоса ФЛ — к рекомбинации между вания на уровень ловушек для электронов не зависит электронами и дырками, захваченными соответственно от степени заполнения ловушек электронами и дается на мелкие ловушки для электронов и глубокие ловушки выражением [17] для дырок.

rn = n, (4) Для описания экспериментальных данных по темпегде — некоторая константа, n — концентрация элекратурной зависимости интегральной интенсивности ФЛ тронов на уровне размерного квантования. Темп терминанокластеров CdS, полученных методом ЛБ, предлагаческого выброса электронов из ловушек глубиной En ется аналогичная модель рекомбинации неравновесных описывается следующим выражением:

носителей заряда с участием ловушек для электронов и дырок. В отличие от предыдущей модели в этой модели En учитывается захват и термический выброс электронов с gnT = N exp -. (5) kT уровня размерного квантования на уровень ловушек для электронов.

Здесь — константа, N — концентрация электронов на На рис. 5 изображена энергетическая диаграмма наловушках для электронов.

нокластера CdS в матрице пленки ЛБ. На диаграмме Также считается, что в рамках модели можно препоказаны уровни энергии размерного квантования элекнебречь процессом термически активируемого ухода тронов и дырок, а также уровни ловушек для электронов дырок с уровня размерного квантования дырок. Это и дырок. Значение разности энергий между уровнем означает, что концентрация дырок на уровне размерного размерного квантования электронов и уровнем ловушек квантования слабо зависит от температуры. В этом для электронов обозначено как En, соответствующая случае можно рассматривать изменение концентрации разность энергий для дырок обозначена как Ep.

только одного сорта носителей заряда [18]. Изменения В модели делаются следующие основные предполоконцентрации электронов на уровне энергии размерного жения. Во-первых, рассматриваются 2 процесса излучаквантования и на уровне ловушек для электронов даюттельной рекомбинации неравновесных носителей заряда.

ся выражениями:

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.