Steigerung der photovoltaischen Effizienz durch Detektion räumlich lokalisierter Exzitonen in selbstorganisierten InAs/InGaAs-Quantenpunkt-Supergittern

Zusammenfassung

Diese Arbeit berichtet über experimentelle und theoretische Untersuchungen der atypischen temperaturabhängigen Photolumineszenz-Eigenschaften von mehrfach gestapelten InAs-Quantenpunkten in unmittelbarer Nähe eines InGaAs-Spannungsentlastungs-Quantentopfs. Die InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostruktur wurde durch Festkörper-Molekularstrahlepitaxie (SS-MBE) gewachsen und mittels Photolumineszenz (PL), spektroskopischer Ellipsometrie (SE) und Pikosekunden-Zeitaufgelöster Photolumineszenz untersucht. In den PL-Spektren der Probe werden charakteristische Doppel-Emissionspeaks beobachtet. Anhand von anregungsleistungsabhängigen und temperaturabhängigen PL-Messungen werden diese Emissionspeaks dem Grundzustandsübergang von InAs-QDs mit zwei unterschiedlichen Größenpopulationen zugeordnet. Lumineszenzmessungen wurden im Temperaturbereich von 10–300 K mittels PL-Technik durchgeführt. Die Tieftemperatur-PL zeigte eine anomale Emission auf der Niedrigenergieseite, die auf Rekombination über tiefe Niveaus zurückgeführt wird. Die PL-Peakenergie weist ein anomales Verhalten aufgrund des Wettbewerbsprozesses zwischen lokalisierten und delokalisierten Ladungsträgern auf. Wir schlagen das lokalisierte-Zustand-Ensemble-Modell zur Erklärung der ungewöhnlichen Photolumineszenzverhalten vor. Die quantitative Studie zeigt, dass die Quantentopf-Kontinuumszustände als Transitchannel für die Umverteilung thermisch aktivierter Ladungsträger fungieren. Wir haben die Lokalisierungstiefe und ihren Einfluss auf die Anwendung der untersuchten Heterostruktur für photovoltaische Zellen bestimmt. Das Modell gibt einen Überblick über eine mögliche Verbesserung der Eigenschaften von InAs/InGaAs/GaAs-QD-Solarzellen basierend auf theoretischen Berechnungen.

Hintergrund

Selbstorganisierte Quantenpunkte (QDs) wurden aufgrund ihrer dreidimensionalen Ladungsträgereinschluss und der δ-artigen Zustandsdichte intensiv für mögliche Anwendungen in der Optoelektronik untersucht. Jüngst wurden QD-Strukturen vorgeschlagen, um Intermediate-Band-Solarzellen (IBSCs) zu realisieren, die zusätzliche Photoladungsträger durch Valenz-IB- und IB-Leitungsbandabsorptionen einführen [1]. GaAs-basierte IBSCs mit QDs, die eine kleinere Energiebandlücke als GaAs besitzen, bilden Tandemstrukturen, die Photonen bei Energien unterhalb der GaAs-Bandlücke absorbieren können, was zu höheren Energieumwandlungseffizienzen führt [2]. Die Bildung eines QD-Intermediate-Bands erfordert eine dicht gepackte Mehrschichtstruktur von QDs mit hoher Dichte [3, 4]. Allerdings verschlechtert sich die Kristallqualität von InAs-QDs, wenn die Anzahl der QD-Lagen zunimmt und der Schichtabstand abnimmt, aufgrund des Aufbaus interner Druckspannung. Die übermäßige Spannung induziert Versetzungen und Defekte, die sich von den QDs zur Oberfläche ausbreiten. Daher verschlechtert sich die Leistung einer InAs/GaAs-QD-Solarzelle mit zunehmender Anzahl der QD-Lagen [5]. Um diese Probleme zu überwinden, wurde eine Spannungskompensations-Wachstumstechnik mit GaAsN-, GaAsP- und GaP-Pufferlagen für InAs/GaAs-Materialsysteme demonstriert [6,7,8]. Eine weitere Technik besteht darin, die InAs/GaAs-QD-Lage mit einer dünnen InGaAs-Spannungsreduktionsschicht zu bedecken. Im Vergleich zu InAs/GaAs-QDs bewirkt diese Schicht einen Rotverschiebung der Photoreaktion aufgrund der geringen Gitterfehlanpassung zwischen InAs und InGaAs. Die temperaturabhängige Photolumineszenzstudie liefert nützliche Informationen über mehrfach gestapelte InAs/GaAs-QD-Solarzellen, die von erheblichem praktischem und theoretischem Interesse sind. Klassischerweise verringert sich die Bandlücke eines Halbleitermaterials monoton mit steigender Temperatur. Spezielle Materialien wie InAs/GaAs-QDs zeigen jedoch eine Anomalie in der PL bei niedrigen Temperaturen aufgrund thermisch aktivierter Ladungsträgertransfermechanismen innerhalb des Ensembles der Quantenpunkte. Diese Anomalien verschwinden jedoch progressiv nach nachträglichen Intermischungsprozessen in InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostrukturen, wie von Ilahi et al. gezeigt [9]. Heterostrukturen, die denen der vorliegenden Studie ähneln, wurden von Sayari et al. auf ihre Effizienz in photovoltaischen Anwendungen untersucht [10]. In den letzten Jahrzehnten wurden viele Modelle vorgeschlagen, wie das Passler-, Vina- und Varshni-Modell. Um zuverlässige Bauelemente herzustellen, muss das Temperaturverhalten solcher InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostrukturen gut verstanden werden, wozu das am besten passende Modell verwendet wird. Hier verwenden wir das klassische Passler-Modell, korrigiert um den thermischen Umverteilungskoeffizienten, um die beobachtete S-förmige Temperaturabhängigkeit der excitonischen Bandlücke besser zu verstehen. Unsere Studie liefert ein selbstkonsistentes, präzises Bild der Ladungsträgerlokalisierung und -transfer in einer InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostruktur, einem technologisch extrem wichtigen Energiematerial für die Herstellung hocheffizienter photovoltaischer Bauelemente.

Experimentelle Details

Abbildung 1 zeigt ein schematisches Diagramm der in unserer Studie untersuchten InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostruktur. Die Heterostruktur besteht aus fünf Stapeln von InAs/In_0.11Ga_0.89As/GaAs-QD-Lagen, die von 80-nm-intrinsischen GaAs-Schichten umschlossen sind. Die epitaktischen Lagen wurden auf einem epiready n⁺-GaAs (100) Substrat mittels Festkörper-Molekularstrahlepitaxie (SS-MBE) mit einem Riber MBE 32P System gewachsen. Nach Oxiddesorption wurde eine 250-nm n⁺-dotierte GaAs-Pufferlage mit einer Dotierdichte von 2 × 10¹⁸ cm⁻³ bei 520 °C gewachsen, gefolgt von einer 1000-nm n-dotierten GaAs-Basislage mit einer Dotierdichte von 10¹⁷ cm⁻³. Die Substrattemperatur wurde dann auf 500 °C gesenkt und stabilisiert für die Deposition des intrinsischen Bereichs. Wie in Abb. 1 gezeigt, bestehen die wiederholten Lagen aus 2,5 Monolagen (ML) InAs-Bedeckung, 5-nm-dicker In_0.11Ga_0.89As und 33-nm-dicker GaAs. Die Bildung der QDs wurde in situ durch Überwachung des Beugungsmusters hochenergetischer Elektronen (RHEED) kontrolliert. Der Zweck der 5-nm-dicken In_0.11Ga_0.89As-Schicht ist die Rotverschiebung der Emissions- und Absorptionsspektren, während die 33-nm-dicke GaAs-Schicht als Spacerlage fungiert. Die Wachstumsraten für InAs-, In_0.11Ga_0.89As- und GaAs-Lagen betrugen 0,08 ML/s, 0,78 ML/s bzw. 0,7 ML/s, gemessen durch RHEED-Speckeloszillationen. Abschließend wurden eine 500-nm p-dotierte GaAs-Emitterlage (2 × 10¹⁷ cm⁻³) und eine 100-nm GaAs p⁺-dotierte Kontaktlage (5 × 10¹⁸ cm⁻³) auf der Heterostruktur gewachsen. Silicium (Si) und Beryllium (Be) dienten als n- und p-Typ-Dotierstoffe. Während des Wachstums wurde die Temperatur mittels Pyrometer kalibriert.

Spektroskopische Ellipsometrie (SE) wurde bei Raumtemperatur zwischen 1 und 6 eV mit einem J.A. Woollam VASE M-2000 durchgeführt. Die SE-Messungen erfolgten bei Einfallswinkeln von 45° bis 60°. Bei PL-Messungen wurde ein Argon-Ionen-Laser (Ar⁺) mit einer Wellenlänge von 514,5 nm als Anregungsquelle verwendet, um Elektron-Loch-Paare zu erzeugen. Das Lumineszenzlicht der Proben wurde durch ein hochauflösendes Spektrometer dispersiert und mit einem thermoelektrisch gekühlten Ge-Photodetektor mit eingebautem Verstärker detektiert. Für anregungsleistungsabhängige und temperaturabhängige PL-Messungen wurden die Proben in einem geschlossenen Zyklus, temperaturgesteuerten Helium-Kryostaten montiert. Die PL-Spektren wurden im nominalen Ausgangsleistungsbereich von 1,5–350 mW und im Temperaturbereich von 11–300 K aufgenommen. Die zeitaufgelösten PL-Messungen wurden in einem variablen-Temperatur (10–240 K), geschlossenzyklischen Helium-Kryostaten durchgeführt. Die 514-nm-Linie wurde als Anregungswellenlänge von einem modengekoppelten Ti:Saphir-Pikosekunden-Pulslaser mit einer Repetitionsrate von 80 MHz und einer Pulsbreite von 1,2 ps verwendet.

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 2 zeigt die gemessenen reellen (a) und imaginären (b) Anteile der Dielektrizitätsfunktion der InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostruktur bei 300 K für den Energiebereich 1–6 eV. Die reellen und imaginären Teile folgen unterschiedlichen Mustern. Die Variation der Dielektrizitätsfunktion mit der Photonenenergie zeigt, dass Wechselwirkungen zwischen Photonen und Elektronen in den Schichten im Energiebereich von 1–6 eV stattfinden. Die beiden hauptsächlichen spektralen Merkmale sind die E₁- und E₂-Kritischen-Punkt-Strukturen (CP) bei ~3 und ~4,5 eV [11, 12]. Um die Energielagen der verschiedenen Interbandübergänge quantitativ zu bestimmen, wurde der Nulldurchgang des zweiten Ableitungsspektrums des imaginären Teils der Pseudodielektrizitätsfunktion herangezogen. Die verschiedenen Übergangsenergien sind in Tabelle 1 zusammengefasst.

Abbildung 3 zeigt das zweite Energieableitungsspektrum des imaginären Teils der Pseudodielektrizitätsfunktion aus Abb. 2. Die beiden Peaks bei 2,9 und 3,1 eV entsprechen den E₁- und E₁+Δ₁-Interbandübergängen in GaAs. Die beiden eng beieinander liegenden Peaks bei etwa 4,4 und 4,7 eV werden durch die CP-Übergänge E₀' und E₂ in den InAs-QD-Lagen verursacht [12]. Der Beitrag des E₁+Δ₁ CP-Energie (2,74 eV) [12] von InAs zum E₁ (2,91 eV) [11] von GaAs kann aufgrund des kleinen Energieunterschieds nicht ausgeschlossen werden. Bei niedriger Energie ist die Bandlücke von GaAs im ε-Spektrum bei etwa 1,4 eV klar erkennbar. Auch zeigt das zweite Energieableitungsspektrum (Abb. 3) einen Interbandübergang bei 1,75 eV, der der E₀+Δ₀ CP-Energie von GaAs entspricht [11]. Es ist bekannt, dass ε₂ ein Maß für die Materialqualität ist; der höchste Wert impliziert die abrupteste Grenzfläche [13]. Laut Literatur deuten ε₂-Werte von etwa 25, der höchste Wert 26,8 in unserem Fall, im Bereich der E₂-Bandlücke nahe 4,7 eV auf die hohe Qualität der Materialien hin, die die InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostruktur bilden, gewachsen durch SS-MBE.

Abbildung 4 zeigt das PL-Spektrum des aktiven Bereichs in der InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostruktur bei einer Anregungsleistung von 100 mW und Tieftemperatur (12 K). Das Spektrum weist eine asymmetrische Form auf der Hochenergieseite auf, die durch Gauß-Anpassung in zwei Subbänder dekonvolviert werden kann [14]. In Abhängigkeit der Quantenkonfinementspotenziale von der Punktgröße wird der intensivste Peak bei 1,06 eV der Emission aus den Grundzuständen größerer QDs (LQDs) zugeordnet, während der höherenergetische Peak bei 1,11 eV der Emission aus den Grundzuständen kleinerer QDs (SQDs) entspricht [15]. Somit ist bei sehr niedriger Anregungsleistung und Tieftemperatur die asymmetrische Form auf Lumineszenz zurückzuführen, die von einer bimodalen Größenverteilung der Punkte herrührt [16]. Zusätzlich sind Peaks, die vom InGaAs-Quantentopf, der Rekombination zwischen Elektronen im GaAs-Leitungsband und Löchern am Kohlenstoff-Akzeptorniveau (e-C_As) [17] und der GaAs-Bandlücke stammen, bei etwa 1,35, 1,49 und 1,51 eV zu sehen. Um diese Zuordnung zu bestätigen, wurden PL-Messungen bei verschiedenen Laserleistungen von 10 bis 100 mW durchgeführt. Auch AFM-Messungen an einer ungefütterten, ähnlichen Struktur wurden vorgenommen. Aus Abb. 5 geht hervor, dass die Heterostruktur eine leistungsunabhängige PL-Form aufweist. Abgesehen vom Spektrum bei höchster Anregung ändern sich PL-Intensität und Linienbreite des Hochenergie-PL-Peaks nicht signifikant. Die Energieaufspaltung zwischen den beiden PL-Peaks (Abb. 5) beträgt etwa 50 meV. Wie erwartet zeigt das AFM-Bild, dass die QDs in der fünften Lage eine bimodale Größenverteilung mit einer Gesamtdichte von 7 × 10¹⁰ cm⁻² besitzen. Annimmt man, dass die Niedrigenergie-Seitenpeaks dem Grundzustand großer QDs (LQDs) entsprechen, so scheinen die Hochenergiepeaks bei hoher Leistung das Ergebnis der Grundzustände relativ kleiner QDs (SQDs) zu sein.

Um Einblick in die PL-Rekombinationsmechanismen zu erhalten, wurden temperaturabhängige PL-Messungen an der Heterostruktur von 10 bis 300 K durchgeführt und in Abb. 6 dargestellt. Abbildung 7 zeigt die PL-Energielage des Hauptpeaks, der mit Emission von LQDs assoziiert ist. Dieser Peak zeigt eine anomale Temperaturabhängigkeit zwischen 10 und 100 K im Vergleich zu anderen III-V-Ternärlegierungen wie konventionellem GaAlAs [18]. In diesem Temperaturbereich (Bereich (i)) wird ein Rotverschiebung von etwa 12 meV beobachtet. Diese Verschiebung ist auf die Rekombination von Exzitonen über lokalisierte Zustände innerhalb des Ensembles inhomogen verteilter LQDs zurückzuführen. Mit steigender Temperatur in diesem Bereich werden Ladungsträger thermisch aktiviert und von den kleineren zu den größeren QDs innerhalb des Ensembles transferiert, wo sie schließlich strahlend rekombinieren. Dies macht die beobachteten Phänomene wahrscheinlich auf die große Punktgrößenstreuung in unserer Struktur zurückzuführen (siehe AFM-Inset). Die charakteristische Temperatur, bei der die beiden Rekombinationsprozesse (lokalisierte und delokalisierte Ladungsträger) gleichmäßig am PL-Signal teilnehmen, wird als T_loc/deloc bezeichnet. Dann, zwischen 100 und 120 K (Bereich (ii)), steigt die Peakenergie. Dies ist auf den Entweich von Ladungsträgern aus flacheren Zuständen in höhere zurückzuführen. Die charakteristische Temperatur wird als T_escape bezeichnet. Bei noch höheren Temperaturen (Bereich (iii)) sind die Exzitonen vollständig delokalisiert und eine Band-zu-Band-Rekombination wird wiederhergestellt.

Für ein weiteres Verständnis des Rekombinationsprozesses in InAs/InGaAs/GaAs-mehrfach gestapelten QDs haben wir die zeitaufgelöste PL mit der Photonenzählzeitkorrelationstechnik untersucht. Theoretisch wurde vorhergesagt, dass die Exzitonen-Zerfallslebensdauer von QDs temperaturempfindlich ist [19]. Experimentelle Messungen zeigten, dass die Lebensdauern tatsächlich eine Konstante der Temperatur unterhalb einer kritischen Temperatur sind [20]. Markus et al. [21] berichteten über eine konstante Lebensdauer von etwa 950 ps über einen weiten Temperaturbereich innerhalb des experimentellen Fehlers.

Abbildung 8a präsentiert das PL-Zerfallsspektrum zwischen 17 und 240 K für eine feste Detektionsenergie von 1,06 eV und einer Anregungsenergie (λ_exc = 514 nm). Diese Spektren lassen sich theoretisch gut durch eine monoexponentielle Funktion anpassen, mit einer Zerfallszeit von ~1000 ps bei niedrigeren Temperaturen. Diese langsame Zerfallszeit im Vergleich zu III-V-Halbleiterdünnschichten [22] ist ein Zeichen für die Anwesenheit lokalisierter Zustände [23], und die Ladungsträgerrekombination am LQD-Peak sollte eine rein strahlende sein. Tatsächlich benötigen photoerzeugte Elektronen und Löcher bei niedrigen Temperaturen Zeit, um Exzitonen zu bilden und ihre Energie zu relaxieren, um von flachen lokalisierten Zuständen eingefangen zu werden. Diese Phänomene führen zu langsamen Zerfallszeiten. Der Temperatureinfluss auf die PL-Zerfallszeit wurde untersucht und zeigt das Vorhandensein zweier verschiedener Regime, wie in Abb. 8b dargestellt [24]. Wir stellen fest, dass die dem niedrigeren Energiebereich des PL-Bands (LQDs (1,06 eV)) zugeordnete Zerfallszeit bis 140 K nahezu konstant (1000 ps) bleibt und dann mit steigender Temperatur abnimmt.

Theoretischer Ansatz

Um die anomale Temperaturabhängigkeit der PL zu verstehen, wurde die PL-Peakposition mit dem von Li et al. entwickelten LSE-Modell [25, 26] untersucht. Dieses quantitative Modell liefert eine zufriedenstellende Erklärung für die anomalen spektralen Merkmale der lokalisierten-Zustands-Lumineszenz, die zuvor in verschiedenen III-V-Materialien wie boronbasierten B(In)GaAs/GaAs [27, 28] Legierungen und InGaAs/GaAs MQWs [29, 30] beobachtet wurden. Das Modell nimmt an, dass der lokalisierte Zustand eine Gauß-artige Energieverteilung für die Zustandsdichte besitzt:

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

Wobei σ und E_ch der Verbreiterungsparameter für die Verteilung der lokalisierten Zustände (Lokalisierungstiefe) bzw. die Barriereenergie sind, die Ladungsträger überwinden müssen, um zu transferieren. Unter quasistationärem Zustand kann die Dynamik der lokalisierten Exzitonen durch folgende Ratengleichungen beschrieben werden:

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

Die Parameter τ_r, τ_tr, γ_c, K_B, Λ und N' stellen jeweils die Ladungsträgerrekombinationszeit (strahlende Lebensdauer), die Ladungsträgertransferzeit (nicht-strahlende Lebensdauer), den Rückfangkoeffizienten, die Boltzmann-Konstante, die Gesamtzahl der lokalisierten Zustände und die Gesamtzahl der thermisch aktivierten Ladungsträger dar, die von den lokalisierten Zuständen wegbewegt werden. G(E) repräsentiert die Erzeugungsrate der Ladungsträger. Der Term \( \frac{\gamma_c N'\left( E, T\right)\rho (E)}{\Lambda} \) ist die Anzahl der pro Zeiteinheit von den lokalisierten Zuständen zurückeroberten Ladungsträger. Der dritte Term rechts gibt die thermische Entweichrate der lokalisierten Ladungsträger an. Der letzte Term stellt die Entvölkerungsrate der Ladungsträger durch strahlende Rekombination dar. Die Ladungsträgerbesetzungsdichte der lokalisierten Ladungsträger ist proportional zur Verteilungsfunktion und Zustandsdichte der lokalisierten Ladungsträger. Tatsächlich kann die Lösung von Gleichung (2) durch Gleichung (3) beschrieben werden.

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

wobei E₀ die mittlere Energie ist. Mathematisch wird die Temperaturabhängigkeit der Peakposition aufgrund der thermischen Umverteilung der Ladungsträger innerhalb der lokalisierten Zustände, bestimmt aus \( \frac{\partial N\left( E, T\right)}{\partial t}=0 \), durch:

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

Wobei x(T) die numerische Lösung der nichtlinearen Gleichung (5) ist:

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

Gleichung 5 hat nur eine Lösung für \( 0< x<{\left(\frac{\sigma}{K_b T}\right)}^2 \). Im Hochtemperaturbereich ist die angenäherte Lösung \( {\left(\frac{\sigma}{K_{\mathrm{B}} T}\right)}^2 \). Gleichung (5) offenbart das Bandrand-Modell, das von Eliseev et al. vorgeschlagen wurde [31]:

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

Es ist bekannt, dass die Bandlücke eines idealisierten Halbleitermaterials üblicherweise durch die empirische Passler-Formel [32] beschrieben wird. Unter Berücksichtigung der Korrektur durch den thermischen Umverteilungskoeffizienten wird die Variation der Peakposition der Lumineszenz mit dem LSE-Modell durch Gleichung (7) beschrieben:

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

wobei θ ein charakteristischer Temperaturparameter ist, der mit der Debye-Temperatur θ_D vergleichbar sein soll. Für T>>θ stellt α einfach den Grenzwert der Größe der ersten Ableitung \( {\frac{dEg(T)}{dT}}_{T\to \infty } \) dar. Der Exponent „p“ hängt mit der Form der zugrundeliegenden Elektron-Phonon-Spektralfunktion zusammen [33]. Das Modell liefert einen guten Fit zur experimentellen Entwicklung, was durch Abb. 9 bestätigt wird. Die Anpassungsparameter sind in Tabelle 2 zusammengefasst.

Die PL-Peakenergie hängt stark von der thermischen Umverteilung ab, wie in Abb. 10 dargestellt. Letztere zeigt einen rapiden Anstieg im kryogenen Temperaturbereich. Das Maximum der thermischen Umverteilung entspricht dem Maximum der Rotverschiebung in der Energieentwicklung (~50–100 K). Im Bereich hoher PL-Temperaturen nimmt die thermische Umverteilung exponentiell ab und tendiert ab 150 K zur Aufhebung, da der Delokalisierungsprozess und die Rückkehr zu Band-zu-Band-Übergängen beginnt. Dies ist auch daran zu erkennen, dass die klassische und die modifizierte Kurve sich überlagern (Abb. 9). Der Exponent „p“ zeigt, dass der Beitrag der longitudinalen akustischen (LA) Phononen signifikanter ist als der der longitudinalen optischen (LO) Phononen. Dieser Beitrag dominiert im Bereich hoher PL-Temperaturen, wo die Emission phononenunterstützt erfolgt. Der bimodale Verteilungsprozess öffnet einen Kopplungskanal zwischen QDs, der durch delokalisierte Elektronen- und Lochzustände dargestellt wird, die durch eine Energie E_ch getrennt sind. Der Ursprung dieses Kopplungskanals ist noch umstritten [34,35,36]. Er kann jedoch als die intermediären Zustände angesehen werden, die zwischen zweidimensionalen WL- und null-dimensionalen QD-Zuständen existieren [37]. Man kann sich vorstellen, dass Ladungsträger in QD-Zuständen leichter thermisch in den Kopplungskanal angeregt werden können als in den WL, da eine geringere Aktivierungsenergie benötigt wird, und dann innerhalb einer endlichen Distanz zu ihren benachbarten QDs transferiert werden. Dies erscheint analog zum Fermi-Dirac-Niveau in der Fermi-Dirac-Verteilung. Diese Energie E_ch ist kleiner als die Aktivierungsenergie E_a, die aus dem Arrhenius-Diagramm (Abb. 11) extrahiert wurde. Der Grund, warum E_a größer ist, lässt sich dadurch erklären, dass Ladungsträger mehr Energie benötigen, um den Benetzungslayer (WL) zu erreichen, wie schematisch in Abb. 12 dargestellt. Die Größe des Unterschieds ΔE = E_ch − E₀ spielt eine bedeutendere Rolle bei der Bestimmung der anomalen Temperaturabhängigkeit der Lumineszenz lokalisierter Ladungsträger. Man beachte, dass die beiden Fälle E_ch − E₀ > 0 und E_ch − E₀ < 0 physikalisch existieren, aber meist als „positive“ thermische Aktivierungsenergie bezeichnet werden. In unserem Fall bedeutet dies, dass E_ch 4 meV unter E₀ liegt, wobei lokalisierte Ladungsträger thermisch in Zustände (oder Orte im Realraum) mit höheren Energien aktiviert werden. Sie verringert sich im Vergleich zu einer einzelnen InAs-QD-Lage mit In_0.15Ga_0.85As spannungsreduzierender darunterliegender Schicht [10]. Die Potenzialfluktuationstiefe, zugewiesen durch σ, ist ein Ergebnis der Größenverteilungsinhomogenität der QDs. Die Potenzialtiefe beträgt 19 meV. Sie nimmt mit zunehmender Anzahl der Stapel von InAs/In_0.11Ga_0.89As/GaAs-QDs ab. Folglich können wir ableiten, dass die Abnahme der Potenzialtiefe die Struktureffizienz im Vergleich zur einzelnen Lage von InAs/InGaAs/GaAs-QDs erhöht, die von Ilahi et al. und Helmi et al. untersucht wurden [10, 36].

Fazit

Zusammenfassend haben wir erfolgreich eine GaAs-basierte Solarzelle mit einem Mehrfachstapel von InAs-QDs hergestellt, indem wir eine InGaAs-Schicht auf den QDs aufbrachten und GaAs-Spacerlagen einfügten. Die beiden hauptsächlichen spektralen Merkmale in den Dielektrizitätsfunkionsspektren der InAs/InGaAs/GaAs-QD-Heterostruktur bei 3 und 4,5 eV werden den E₁- und E₂-CP-Strukturen von GaAs bzw. InAs zugeschrieben. Das PL-Spektrum der InAs-QDs in der GaAs-Matrix ist intensiv und weist eine asymmetrische Form auf, was auf das Wachstum einer hochwertigen, mehrfach gestapelten InAs-QD-Struktur hinweist. Der Beitrag größerer und relativ kleinerer QDs zum PL-Spektrum wird ebenfalls demonstriert. Die Lumineszenzmessungen wurden erfolgreich mit dem entwickelten LSE-Modell modelliert und neu interpretiert. Die theoretische Studie hat die beobachteten temperaturabhängigen Spektren quantitativ interpretiert und Licht auf die komplizierten spontanen Emissionsmechanismen in mehrfach gestapelten InAs/InGaAs/GaAs-QDs geworfen, basierend auf den Anpassungsparametern. Diese Studie deutet einen Weg an, die Effizienz von InAs/GaAs-QD-Strukturen für ihren Einsatz in photovoltaischen Anwendungen zu verbessern. Diese Ergebnisse helfen, das Verständnis der temperaturabhängigen Ladungsträgerdynamik in spannungsengineerten QDs zu verbessern, um die Effizienz der untersuchten Struktur zu steigern. In Fortführung dieser Arbeit werden wir den Einfluss der Orientierung sowie die Erhöhung der Anzahl der InAs/GaAs-QDs des Mehrfachstapelaufbaus auf die Lokalisierungstiefe untersuchen.