CdS量子点在硅胶中的光致发光外文翻译资料

《溶胶-凝胶科学与技术杂志》26,947-951,2003 - c 2003 Kluwer学术出版社。在荷兰制造。

CdS量子点在硅胶中的光致发光

NICOLASacute; DE LA ROSA-FOXlowast;

Departamento Facute;ısica Materia Condensada, Facultad de Ciencias, Universidad de Cacute;adiz,

11510 Puerto Real (Cacute;adiz), Spain

nicolas.rosafox@uca.es

MANUEL PINEROtilde; Departamento Facute;ısica Aplicada, CASEM, Universid ad de Cacute;adiz, 11510 Puerto Real (Cacute;adiz), Spain

ROCacute;IO LITRANacute; AND LUIS ESQUIVIAS

Departamento Facute;ısica Materia Condensada, Facultad de Ciencias, Universidad de Cacute;adiz, 11510 Puerto Real (Cacute;adiz), Spain

摘要在溶胶-凝胶法制备的硅胶基体中，在高功率超声的辅助下，在母液中以量子点的形式生长CdS半导体纳米晶体。小角度中子散射(SANS)晶体尺寸为3.6 nm，分布均匀。以三次谐波的光激发为例，对室温下的光致发光进行了研究。PL谱从固有跃迁和与阱相对应的宽带显示出辐射过程。利用可变条纹长度法(VSL)，通过放大发光的生长来测量光学增益谱。由双激子-激子跃迁产生的宽光学增益谱揭示了CdS量子点的受激发射。也观察到PL发射晶体红移受晶体尺寸影响。

关键词:声凝胶，CdS纳米晶

体，光致发光，SANS，光学增益

1.介绍

介电矩阵中嵌入的半导体量子点由于受量子限制的激子而表现出有趣的光学非线性特性[1,2]。晶体尺寸及其体积分数在QD[3]的电子结构中起着至关重要的作用。这样，一个电子空穴对(1ehp -激子)或两个电子空穴对(2ehp -双激子)的形成，提供了激发这些系统光学非线性的库仑势屏蔽方案。这种新的光学行为是由纳米晶体中电子结构的剧烈改变所引起的，它让位于具有更高能量的离散单粒子态

缺口。双激子发射的一个有趣的性质是有可能获得较大的光学增益，这与直接的自由激子衰变不同，后者由于再吸收而无法获得较大的光学增益。在零维半导体[1]中，宽增益谱将代替尖锐的离散谱线成为一个新的典型特征。这些系统的光学增益来自于双激子-激子的跃迁，这种跃迁产生了集成发光的超线性增长。此外，作为量子点的其他特殊特性，光致发光相对于吸收的红移是受约束效应影响的晶体尺寸依赖性[4,5]。溶胶-凝胶法可以通过从硅胶基体内的溶液中沉淀来改善晶体生长[6,7]。这种处理方法

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图1所示。概述了样品无强度曲线(q = 4pi;sintheta;lambda;,2theta;是散射角和中子波长lambda;)图，3.6 nm球体的强度曲线(虚线)和Eq.(1)后的结果曲线(实线)。

证明了提高一些关键参数的可能性，如:更高的点密度、更小的点尺寸、更好的分布和均匀性、基体的光学质量、表现出的基体微孔率和钝化晶体表面等，作为这些材料的其他改进方法。

介绍了超声波促进化学反应和甲酰胺作为化学添加剂控制凝胶老化过程的一些变化。我们报告使用VSL方法的光学增益光谱。我们在室温下解决了胶体量子点的两个PL带。

2.实验

溶胶-凝胶法采用TMOS:HO (pH 1):For- mamide混合物，摩尔比为1:4:7。₂在这一步，液体被提交到一个320 J - 3超音波能量，引发一个更快的反应醇氧基。在溶液中加入乙酸镉作为Cd 2离子的来源。在150◦通过浇铸凝胶流动HS允许成核和生长的CdS晶体。₂黄色的样品在500◦热处理，为了稳定的基质和防止任何进一步的晶体生长。CdSX样品代码为cd的X = 1,3和10% wt%，考虑cd中HS气体扩散后的总CdO晶体转化。₂CdO是指HS气体扩散之前的未掺杂矩阵。

SANS测量是在德国柏林Hahn-Meitner研究所[12]的柏林中子散射中心设施的V4工作站进行的。样品探测器距离为1、4和16 m，选择一个中子波长，q范围为0.036到3.6 nmminus;1，获得散射数据用脉冲Nd:YAG激光器的三次谐波(3.49 eV)测量PL强度。通过柱面透镜激光光束集中在样品的边缘形成一个狭窄的矩形条带(50micro;m长2毫米,宽20micro;m) (13、14)。在不同的条带长度下，以垂直于条带方向的角度收集放大发光(AL)。样品上的激光点被仔细定位以避免

凝胶边缘粗糙度的散射。在所有情况下，PL测量都是在室温大气压力下进行的。

3.结果与讨论

图1显示了扩散前(CdO)和扩散后(CdS1) HS的散射强度。₂CdO样品的高强度来自于CdO晶体相对于CdS晶体的大散射长度密度(SLD)值。SLD差取对应的晶体与60% SiOmatrix的相对质量密度。₂ SLD的这种差异可以将晶体信号分离出来，因为散射中子的起源在于硅基网络的散射长度密度与纳米晶体之间的不匹配，通过拟合关系可以得到:

为了获得K值，得到最佳的基尼耳区域，其中Ris为散射体的重心。_g 考虑到两种样品的孔隙率相似，以及HS气体扩散后CdS中的总CdO晶体转变，式(1)的强度必须对应于CdO与CdS晶体的对比度差异。₂图1中的插图显示了与3.6 nm半径的球体的散射相比的结果曲线。由于2.8 nm的r计算值对应于3.6nm的球体，因此可以考虑均匀分布在基体内的CdS晶体为球形。_g如图所示，在2.53 eV时，光学吸收带从大块CdS带隙中蓝移

CdS量子点在硅胶中的光致发光

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Figure2。外部样本的光密度(左)与CdO的光密度(下)作为透明参考。相同样品的光致发光(PL)信号(右轴)。

图2(左)显示了量子约束效应。这样，从有效质量近似(EMA)模型(?- R - 2)1半径为2.6 nm的CdS晶体应负责CdS1样品中的量子限制效应，这与SANS计算出的基尼半径一致。表1为研究样品的光学和结构参数。与EMA模型一致，蓝移与晶体尺寸有关。

在图2(右轴)的PL信号上可以观察到两个波段。能量最高的一个与内在的重组机制有关。在CdS中，对于R ~ = aB = 3.2 nm的点，也可能存在弱允许的跃迁，因为动能项在库仑效应中占主导地位，并产生观察到的非均匀谱线展宽。另一方面，能量最低的是被困载流子的重组。

在图2中还可以观察到PL发射相对于吸收带的红移，从表1的值可以得出结论，红移依赖于晶体的尺寸，红移随着粒子的增加而增加

光致发光(cps)

10⁵

10

4

10

3.

483海里

511海里

658海里

艾尔(cps)

400

500

800

10⁶

10⁵

10⁴

条长(cm) 0,00 0,01 0,02 0,03 0,04 600 700

lambda;(nm)

图3。CdS1样品的PL率是实验条纹长度(从下到上)的函数，最大红移的箭头和512 nm处的小峰是激光线的残余。插入，某些波长(点)的发光和相应的公式(2)(线)的拟合结果。

尺寸减小。这种效应的起源似乎与150◦压力应变下，在CdS(六角)中CdO(立方)变形后的晶格畸变有关。这一事实影响本征带由于S离子空位作为潜在的空穴陷阱。光谱中可观察到的差异也反映了晶体表面陷阱，CdS3样品的陷阱态似乎比CdS1低。然而，CdS10样品显示了两个波段的重叠，表明了更高的晶格畸变。根据这些尺寸依赖效应(蓝移和红移)，晶体尺寸和CdS含量之间没有相关性，这一定是由于影响HS气体扩散的二氧化硅网络孔隙结构的细微差异造成的。₂

图3显示了CdS1样本的PL信号的增长情况。在这些实验条件下，PL沿聚焦轴的产率与光学性质有关。通过关系[11]获得:I= ISP egLminus;1，其中I和I是放大的自发的_{AL gAL SP}

Table 1. Optical and structural experimental values of the CdS-SiO2 composites.

Sample Blue-shift (meV) Red-shift (meV) a(nm) (EMA) Raman^a (nm) SANS (nm) CdS1 388 356 2.6 2.2 2.8 CdS3 48 151 7.1 3.2 X CdS10 207 222 3.4 2.8 X The contents of CdS are 1, 3 and 10 wt% relative to the Cds-SiO2 composite, called CdS1, CdS3 and CdS10, respectively.

^a Source: R. Litran, R. Alcacute;antara, E. Blanco, and M. Ramirez-del-Solar, J. Sol-Gel Sci. Tech. 8, 275 (1997).

150

CdS1

One hundred.

50

0

(cm - 1)

40

20.

1

(厘米)

0

500 600 700 800

lambda;(nm)

CdS3 CdS10

400 450 500 550 600 650 700 750 800lambda;(nm)

图4。研究样品的滤波本征带(Schott BG-14)

的光学增益谱。插入，滤波陷阱波段的增益

光谱(肖特OG-550)。

分别发射。净增益系数为g，实验变条纹长度为l。通过将实验数据与上述方程进行拟合，可以计算出某些波长的g和can，如图3所示。_SP 可以看出，增益饱和限制了条纹长度域，而该域的放大倍数呈指数增长。在这种情况下(483和511纳米)，饱和效应似乎产生约gL gt; 3，快于块体半导体(gL gt; 5)，但类似于其他半导体QDs (gL gt; 2)[14]。这种效应在PL极大值上也可以观察到微弱的红移。

从图4可以看出，对于本征带，PL的产率以超线性的方式增长，而对于阱带则完全不增长。这种增益在光谱上很宽，在高能量的一侧急剧下降，长尾延伸到较低的能量。可以看出，CdS1和CdS3样品具有相似的光谱，其特征与PL样品相似(图3)。这表明CdS3样品的钝化晶体表面与CdS1样品的晶体尺寸差异(见表1)相反

晶体尺寸与CdS1相近的CdS10由于表面缺陷较大，导致增益谱下降。

4.结论

高功率超声辅助下的溶胶-凝胶法可获得CdS1样品中尺寸分布窄的CdS量子点。蓝移证实了限制效应。PL发射的红移是由晶格畸变引起的晶体尺寸依赖性的。CdS3样品的纳米晶体受限制，但有更好的钝化表面产生光学增益。相反，晶体尺寸接近约束态的CdS10样品的晶体表面缺陷，会导致增益谱的下降。光学增益显示了CdS量子点的受激发射

致谢HMI(德国柏林)的SANS测量得到了欧洲委员会TMR/LSF访问计划(ERBFMGE CT950060)的支持。金融支持西班牙政府(mat98 - 0798)和军政府de Andalucacute;ıa (tep - 0115)。N.R.F.向美国亚利桑那大学光学科学中心的光学设备教授Peyghambarian致谢。

参考文献

1.吴家雄，“半导体量子点的光学性质”，《现代物理学》，第136卷(第1期，柏林，1997)。

2. S.C. Moss, D. Ila, H.W.H. Lee, and D.J. Norris (Eds.), Semiconductor Qua

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