Hur påverkar fononpolarisering elektron-fonon-interaktionen i kärn-skal-nanostrukturer?

Varje komponent av spinoren (55) karakteriseras av uppsättningen kvanttal .αh, där .νh är .z-komponenten av det angulära momentet och .kh är .z-komponenten av vågvektorn. Funktionerna .F(i)ν(r) definieras som i) .A(ν) J(νh(r)) för .r < a och h h νh r .F(i)ν(r) = i) .B(ν) Jνh(r) + C(i) a < r < b, där Jνh(r) och Nνh(r) är Bessel- och Neumann-funktioner. Konstanterna (i) .Aν, .B(ν), .Cν och energin .E h νh,lh(kh) bestäms genom matchande randvillkor vid .r = a och .r = b. Som en följd kan de scatterande matriselementen (54) skrivas som

Där de geometriska faktorerna, samt inverkan av spänning och bulkparametrar, på matriselementen (56) är inbäddade i fononens dispergeringsrelationer och de motsvarande förskjutningsvektorerna. För att härleda ett omfattande uttryck för elektron-fonon DP-matrisen (56), är det nödvändigt att diskutera fononens dispergeringsrelationer som funktioner av radierna .a och .b, vågvektorn .kz, och inverkan av spänningseffekter på kärn-skal-ytan, samt de spatiala symmetrierna hos fononens förskjutningsvektor. Utvärderingen av (56) involverar implicit de resultat som presenteras i avsnitt 2.2.

De symmetrier som härstammar från de speciella egenskaperna hos den cylindriska geometrin har djupgående konsekvenser för elektron-fonon-Hamiltonianen. För fononmoderna med .n = 0 och .kz = 0, är .He−ph uppdelad i tre oberoende Hamiltonianer: .HL e−ph, .HT1 e−ph och .HT2 e−ph, som karakteriserar de tre ortogonala fononförskjutningarna längs de radiala (.e→r), axiala (.e→z) och azimutala (.e→θ) riktningarna, respektive. För fonon-tillstånd med .n ≠ 0 och .kz = 0, delas .He−ph upp i två oberoende block. Ett motsvarar .HT1 e−ph och det andra en blandning av .uL och .uT2 amplituder, med fononpolariseringsvektorer på (.e→r, .e→θ) planet, vilket leder till .HL−T2 e−ph.

För att utforska beroendet av modes frekvenser, fononamplituder och den spatiala symmetrin på .He−ph, är det avgörande att utvärdera elektron-deformationspotentialen scatteringshastighet som en funktion av de strukturella parametrarna för dessa kärn-skal strukturer. Nära .Γ-punkten i Brillouinzonen spelar inte ledningsbandet någon roll i elektron-optisk fonon deformationspotential Hamiltonianen, och håltillstånden är den enda bidragande faktorn till .He−ph.

Baserat på de beräknade frekvenserna och fononamplituderna, kan explicita uttryck för DP-matrisen (54) vidareutvecklas. Från (56) framgår det tydligt att hål-fonon scatteringshastigheten beror på fononens polarisering. Det finns tre huvudsakliga resultat för hål-fonon scattering: fononpolarisering längs (i) den axiella, (ii) den radiala och (iii) den azimutala riktningen.

För fononlägen polariserade längs tillväxtriktningen, kan amplituden .u→(e→z) skrivas som

Denna fononförskjutning leder till specifika förhållanden för scatteringshastigheten som beror på fononens polarisation. När fononmoderna polariseras längs den radiala eller azimutala riktningen, uppstår blandningar av longitudinella och transversala fononer, vilket påverkar elektron-fonon interaktionen på olika sätt. Beräknade fononamplituder för radiala och azimutala lägen ger ytterligare insikter om hur fononsymmetrier och spänningsfenomen påverkar materialegenskaperna för kärn-skal nanostrukturer.

Endtext

Hur Växthastighet och Magnetoresistans påverkar Egenskaperna hos InAsSbP Kvantprickar

Det är tydligt från tidigare studier att fördelningen av kvantprickar (QD) i olika prover förändras över tid och under olika tillväxtförhållanden. När vi studerar den tidberoende förändringen i genomsnittlig diameter för kvantprickarna, finner vi att den optimala genomsnittliga nukleationshastigheten är cirka ~0,05 nm per sekund. Det finns en märkbar skillnad i distributionskurvorna för olika prover, och särskilt vid förändring i tillväxttiden observeras en transformation av histogram och fördelningsfunktioner.

För de första två proverna (Prover 1 och 2) har vi observerat en entydig fotoluminiscens (PL) topp, vilken är kopplad till bandgapet hos undopad InAs vid låga temperaturer (T = 78 K). För dessa QD-strukturer sker den radiativa rekombinationen av elektroner och hål huvudsakligen i substratet utanför de o-kapslade kvantprickarna. Detta beror på den rumsliga separationen av elektroner och hål, vilket är karakteristiskt för typ-II kvantprickar. Detta innebär att elektronerna inte är fullständigt lokaliserade inuti prickarna, vilket är en avgörande skillnad från typ-I QD-strukturer.

I prov 3 har man å andra sidan valt att införa ett p-typ lager som skapar en potentiell barriär för de exciterade elektronerna. Denna barriär ökar sannolikheten för direkt radiativ rekombination inom kvantprickarna, vilket framgår av det nya PL-peak (E = 0,371 eV). Detta skifte i energi (33,2 meV) mellan de två PL-topparna indikerar en förändring i kvantprickarnas elektroniska struktur och rekombinationsegenskaper.

För att ytterligare förstå elektronerna i dessa QDs har vi också genomfört magnetoresistansmätningar, som visade ett intressant fenomen av periodiska svängningar i magnetoresistanskurvorna vid både rumstemperatur och vid T = 78 K. Dessa svängningar är ett tecken på att den kvantmekaniska strukturen för de elektroner som rör sig runt kvantprickarnas periferi påverkas av det magnetiska fältet. Fenomenet liknar Aharonov–Bohm-effekten, där den magnetiska fluksen leder till en periodicitet i de elektroniska egenskaperna hos systemet.

Därmed visar våra resultat att elektronerna i de här QD-strukturerna, trots att hålen är starkt lokaliserade, uppvisar en roterande rörelse som kan förklaras genom denna effekt. En sådan rörelse kan också bidra till de observerade svängningarna i magnetoresistanskurvorna, vilket vi även har kunnat bekräfta genom kapacitans-spänningsmätningar (C-V). Dessa mätningar visade på en hysteresis i kapacitanskurvan, vilket tyder på att laddningsbärarna i QDs är separerade i rymden och att detta fenomen har en långvarig effekt även efter att den applicerade spänningen har tagits bort.

I denna kontext är det också av vikt att förstå att de optiska och elektriska egenskaperna hos InAsSbP-baserade kvantprickar är intimt förbundna med den specifika strukturen hos dessa prickar. När man utvecklar och optimerar sådana material för praktiska tillämpningar, måste man beakta alla dessa aspekter – från tillväxtdynamik till magnetoresistans och fotoluminiscens. Denna typ av detaljkunskap ger en vägledning för vidare forskning och utveckling inom området nanomaterial och kvantteknologi.

Hur kvantpunkter med samverkande strukturer skapas och används för mid-infraröda fotodetektorer

För att åstadkomma en nanostrukturering inducerad av spänningar i S–K-läge, användes en odopad och översaturerad flytande fas med antimon och fosfor för att skapa en gittermissmatch på upp till 4 % mellan substratet och det kvaternära våtlagret. En ytterligare översaturation av den flytande fasen genomfördes genom att minska den initiala tillväxttemperaturen med 0,5 °C vid en långsammare temperaturökning. Innan substratet lades i LPE-växtskruven, etsades dess epi-klara yta i en etchant bestående av CH3OH: Br2 = 4: 1 i tre sekunder. Detta är en väletablerad poleringsetschant som ofta används för den slutliga förberedelsen av InAs-substratets epi-klara yta. Med tanke på den anisotropa naturen hos etsningshastigheten, beroende på kristallografisk orientering, var det förväntat att steg-linjer skulle bildas på substratets yta efter kemisk behandling.

För att undersöka de optoelektroniska egenskaperna hos de växande QDC:erna genomfördes Fourier-transform infraröd spektrometri (FTIR). Absorptionsspektret visade en rödskift från λ = 3,45 µm (för referensprovet) till λ = 3,87 µm för QDC-prov. En blygsam breddning av absorptionsspektret mot kortare våglängder observerades också. Detta resultat överensstämmer med tidigare fynd för InAsSb-QD/InAsP-leaves QD-molekyler. Denna rödskift är ett tecken på att de nya strukturerna har förbättrade egenskaper för mid-infraröd fotodetektering.

Efter bildandet av ohmiska kontakter på QDC:erna, där vissa konfigurationer användes för att skapa en enhetlig strömflöde, kan dessa prover användas som fotokonduktiva celler och direkt appliceras som fotodetektorer i det viktiga mid-infraröda spektralområdet. Eftersom kvantmekaniska kopplingar och ovanliga fysiska interpartikelinteraktioner sker i QDCs, förväntas dessa strukturer inte bara ha förbättrade optoelektroniska egenskaper utan även ovanliga magnetiska egenskaper, vilket gör dem till potentiella kandidater för kvantpunkts magnetoresistorer.

När det gäller tillverkning och undersökning av mid-infraröda QDs-fotodetektorer presenteras två strukturer: den första är en fotokonduktiv cell (PCC) baserad på ett kommersiellt odopat n-InAs (100)-substrat, där QD:er växte på substratyta i en linsform. Den andra strukturen är en n-InAs/p-InAsSbP-diod heterostruktur med QDs inbäddade i p–n-övergångens rumsliga laddningsområde. Båda strukturerna växte från den kvaternära In-As-Sb-P vätskefasen och genomgick en förbättrad LPE-process med modifierad skruvkruka, där tillväxttemperaturen var 550 °C. För den andra strukturen växte QD:erna först under isoterma förhållanden på den epi-klara substratyta, och därefter ändrades den flytande fasen för att växa ett Zn-dopat p-InAsSbP-epilager.

Optoelektroniska egenskaper för de båda strukturerna undersöktes vid rumstemperatur genom fotoresponsmätningar. För PCC-strukturen upptäcktes ett distinkt fotorespons med flera toppar i både längre och kortare våglängdsregioner. Särskilt visade resultaten att rödskiftet och specifika toppar vid λ = 3,68 och 3,9 µm berodde på absorption från de inbäddade kvantpunkterna. Dessa fynd bekräftar den potentiella användningen av dessa strukturer för avancerade fotodetektorer i mid-infraröd teknologi, som är av stor betydelse för olika applikationer inom optoelektronik och kommunikation.