Fotoluminescência e Acoplamento Elétron-Fonon Estimulante em Nanofios CdS com Concentração de Dopante Sn (IV) Variável

Resumo

Nanofios de CdS dopados com Sn (IV) de alta qualidade foram sintetizados por uma rota de evaporação térmica. Os espectros de espalhamento XRD e Raman confirmaram o efeito de dopagem. A fotoluminescência à temperatura ambiente (PL) demonstrou que tanto a emissão próxima ao bandgap quanto a emissão discreta em estado de armadilha apareceram simultaneamente e significativamente, o que foi atribuído ao forte aprisionamento de excitons por impurezas e acoplamento elétron-fônon durante o transporte da luz. A razão de intensidade PL de emissão próxima do bandgap para emissão em estado aprisionado poderia ser ajustada via concentração de Sn (IV) dopado nos nanofios de CdS. É interessante que a emissão de estado aprisionado mostra picos bem separados com a ajuda de fônons 1LO, 2LO, 4LO, demonstrando o acoplamento elétron-fônon de reforço nestes nanofios CdS dopados. A influência do dopante Sn (IV) é posteriormente revelada pelo perfil de decaimento do PL. A microcavidade óptica também desempenha um papel importante neste processo de emissão. Nossos resultados serão úteis para o entendimento da interação de portadores modulados por dopagem, aprisionamento e recombinação em nanoestruturas unidimensionais (1D).

Introdução

Recentemente, nanofios unidimensionais (1D) foram atraentes porque podem funcionar como dispositivos de bloco de construção e nanosistemas integrados [1,2,3,4]. Especialmente, semicondutores 1D monocristalino de largo bandgap II-VI, como o CdS com um band gap direto de 2,6 eV em temperatura ambiente, foram amplamente estudados devido às suas excelentes propriedades fotônicas, eletrônicas e optoeletrônicas. Existem muitos relatórios sobre os lasers CdS nanofio / nanobelt, guias de ondas ópticas, fotodetectores, transistores de efeito de campo e dispositivos lógicos [5,6,7,8]. Muitas interações portadoras intrínsecas, como:plasma elétron-buraco, acoplamento elétron-fônon, espalhamento exciton-fônon, interação exciton-exciton e polariton excitônico, têm efeito de uma nova maneira na escala nanométrica [9,10,11,12 , 13]. A força da interação relacionada dependeu fortemente do tamanho das nanoestruturas, influenciando muito as propriedades ópticas / optoeletrônicas [14]. Por exemplo, o efeito de confinamento quântico e o acoplamento elétron-fônon se tornariam especialmente importantes ao introduzir os estados localizados.

A engenharia de bandgap por meio de ajuste de tamanho ou composição é geralmente adotada para realizar o laser e comprimento de onda / cor de luminescência variável. Como um semicondutor polar com a constante de acoplamento elétron-LO fônon de 0,65, a modificação da energia do exciton em nanoestruturas CdS é esperada devido à forte interação de Fröhlich e potencial de deformação [15]. Como, Zou et al. [16] relataram a emissão estimulada de excitons bipolarônicos em nanofios de CdS únicos em temperatura ambiente. Lieber et al. [17] relataram uma interação exciton-exciton para lasing em nanofios CdS de até 75 K, enquanto um processo exciton-fônon em temperatura mais alta. Além disso, os processos ressonantes ópticos de plasma elétron-buraco (EHP) e Fabry-Perot (F-P) também podem ser responsáveis pela emissão estimulada de nanofios CdS alinhados, embora a faixa de comprimento de onda ajustável seja pequena e o EHP frequentemente danifique os nanofios [18]. Esses exemplos demonstraram que a sintonia do acoplamento elétron-fônon de Fröhlich ao longo da propagação de luz axial 1D era uma maneira plausível de realizar emissão variável ou comprimento de onda laser. Recentemente, nanofios de CdS ramificados foram cultivados através da rota de modelo de nanofio Sn sob recozimento térmico e mostram propriedades de guia de onda ópticas interessantes [19].

Aqui neste artigo, relatamos a síntese de nanofios Sn – CdS usando SnO ₂ como catalisador e dopante, e suas propriedades anômalas de acoplamento elétron-fônon PL e elétron-fônon. Tanto a emissão próxima do bandgap quanto as emissões in-gap aparecem simultaneamente no PL dos nanofios sintetizados. O último mostra até modos de guia de onda relacionados à cavidade. As razões para esses fenômenos se originam da dopagem de Sn (IV) em nanofios de CdS para produzir muitos centros de aprisionamento. O acoplamento do elétron com o fônon leva ao aumento da emissão anômala com guia de ondas e afinação de cores em uma faixa muito grande.

Métodos

Síntese de nanofios CdS dopados com Sn

A evaporação térmica foi usada para sintetizar os nanofios de CdS dopados com Sn. CdS e SnO comerciais ₂ pó com proporção de peso de 1:1 foram totalmente misturados por trituração por 30 min e então usados como material de origem, o qual foi carregado em um barco de cerâmica de alumina e colocado no centro do tubo de quartzo. Alterando as relações de peso de CdS para SnO ₂ pó foi usado para cultivar nanofios de CdS com diferentes concentrações de dopante Sn. Wafers de Si limpos sem nenhum catalisador foram colocados na zona a jusante para coletar o produto. Uma mistura de gás transportador de Ar (95%) / H ₂ (5%) foi introduzido no tubo de quartzo com uma taxa de fluxo constante de 10 SCCM (centímetros cúbicos padrão por minuto) para remover O ₂ dentro antes do aquecimento. H ₂ pode produzir uma atmosfera redutiva e pode prevenir a oxidação e melhorar o rendimento de nanofios de CdS. O forno foi rapidamente aquecido a 1000 ° C em 10 min e mantido a essa temperatura por 60 min sem alterar quaisquer condições antes de resfriar naturalmente à temperatura ambiente. Os produtos sintetizados foram encontrados na superfície do substrato de Si e na parede interna do tubo de quartzo em uma zona a 5 cm do material de origem, onde a temperatura local de crescimento estava na faixa de 400–450 ° C.

Estrutura e caracterização das propriedades ópticas

A estrutura, morfologia e composição dos produtos obtidos foram caracterizadas com difração de raios-X em pó (XRD, Bruker D8 Advance), microscópio eletrônico de varredura (SEM, JSM-6700F), espectroscópio dispersivo de energia (EDS). O espectro de espalhamento Raman foi realizado em um microscópio confocal (LABRAM-010) usando laser He-Ne (632,8 nm) como fonte de luz de excitação, que foi focado em um ponto com diâmetro de 3 μm nas amostras. O guia de onda óptico e o PL foram realizados usando microscopia óptica de campo próximo de varredura comercial (SNOM, Alpha 300, WITec). SNOM tem a capacidade de obter uma imagem óptica de alta resolução espacial de nanoestruturas e, simultaneamente, medir seu espectro de PL. Com este equipamento, um Ar ⁺ focado feixe de laser (488 nm) iluminado no nanofio único que foi pré-depositado no substrato de quartzo. Um CCD cromático colorido através de uma lente objetiva foi usado para coletar a imagem ótica. Os espectros de PL de um nanofio CdS dopado com Sn individuais inteiros foram coletados diretamente e acoplados ao espectrômetro de fluorescência. Em todos os experimentos ópticos, o sinal de excitação iluminou perpendicularmente à superfície da amostra.

Resultados e discussão

A Figura 1a, b mostra as imagens de morfologia de nanofios formados no estágio inicial e tempo de crescimento de 60 min, respectivamente. Os nanofios no estágio inicial geralmente contêm uma grande bola na ponta e um longo fio conectado à bola. O diâmetro do nanofio varia de 200 nm a 2 μm e comprimento de até centenas de micrômetros. A análise EDS indica que a bola é Sn (Fig. 1c), enquanto o arame é CdS predominantemente (Fig. 1d). É surpreendente que o Cd:S seja sempre menor que 1. O pico de agitação acima do elemento Cd indica a possível distribuição de Sn nos fios, embora não possa ser distinguido via EDS diretamente. Sabe-se que SnO ₂ pode se decompor em Sn ou Sn (IV) e O ₂ , enquanto o pó de CdS forma vapor de Cd, S e CdS em alta temperatura. O Sn formado após a decomposição pode existir na forma de gás ou pequenas gotículas de líquido (p.f. 232 ° C, p.e. 2602 ° C). Esses gases ou gotículas são então transportados para a zona de baixa temperatura pelo gás carreador e depositados como uma camada líquida, que reage com o vapor CdS que chega e resulta em uma camada de liga líquida Sn – CdS para o crescimento de nanofios CdS dopados por iniciação. Portanto, os nanofios seguem o processo de crescimento de vapor-líquido-sólido (VLS) [20], onde as partículas ou gotículas do catalisador Sn são responsáveis pelo crescimento dos nanofios de CdS, desde que a camada de liga continue coletando o vapor de Sn e CdS. Os nanofios têm morfologia semelhante a girino em estágio inicial e a superfície é lisa. Liu et al. [21] sintetizam nanoestruturas de CdS ramificadas usando tais minúsculos Sn como catalisador e segundo sítio de nucleação. Em nosso experimento, Sn se difundiu e dopou na rede de nanofios de CdS e ainda não havia atingido a supersaturação para precipitar como segundo sítio de nucleação. Assim, os produtos preparados possuem morfologia direta em vez de junção de ramificação.

a , b SEM de nanofios de CdS dopados com Sn, formados na fase inicial e após 60 min de crescimento. Inserção de a é a ampliação ampliada de um nanofio representativo. c , d EDS da bola com ponta e nanofio de backbone, respectivamente

O padrão de difração de raios-X de nanofios preparados é mostrado na Fig. 2. A fase cristalográfica está em boa concordância com wurtzita hexagonal CdS (cartão JCPDS:41-1049) com constantes de rede de a =4.141 Å e c =6,720 Å. Portanto, os nanofios preparados podem ser designados como wurtzite CdS. Além disso, os picos de difração de Sn (cartão JCPDS:4-673 para tetragonal com constantes de rede de a =5,831 Å e c =3,182 Å) são claramente observados, indicando que existe uma grande quantidade de Sn na cabeça dos nanofios CdS. Esses picos de difração fortes e nítidos mostram alta qualidade de cristal dos nanofios preparados.

Padrões de difração de raios-X de nanofios CdS dopados com Sn

A Figura 3a, b mostra os espectros de espalhamento micro-Raman de nanofios únicos com diferentes concentrações de dopante à temperatura ambiente. Os dois picos fortes em 296 e 592 cm ⁻¹ são atribuídos ao 1LO e 2LO do CdS, respectivamente [22]. A polarização no Z eixo acopla fortemente com o elétron ou exciton. A força do acoplamento elétron-fônon LO em estruturas semicondutoras 1D pode ser grandemente reforçada devido ao confinamento do fônon em direções transversais e ao transporte conveniente de excitação elementar (exciton e fóton) na direção longitudinal. A força do acoplamento elétron-fônon em semicondutores pode ser avaliada pela razão de intensidade de fônon harmônico para fônon fundamental (\ (I _ {{{\ text {2LO}}}} / I _ {{{\ text {1LO}}}} \)) [23]. Em nosso resultado, a grande proporção de intensidade de \ (I _ {{{\ text {2LO}}}} / I _ {{{\ text {1LO}}}} \) (1,67) reflete um acoplamento elétron-LO fônon mais forte em esses nanofios Sn – CdS do que os nanofios 1D CdS puro com \ (I _ {{{\ text {2LO}}}} / I _ {{{\ text {1LO}}}} \) de 1,52. Quatro outros modos de fonon (208, 320, 337, 357 cm ⁻¹ ) foram observados no espectro de espalhamento Raman, que não são os modos de fônons intrínsecos do CdS. Após um exame cuidadoso, esses modos foram designados para \ (E _ {{\ text {g}}} \), \ (A _ {{{\ text {1g}}}} \), \ (A _ {{2 {\ text {u}} ({\ text {TO}})}} \), \ (A _ {{2 {\ text {u}} ({\ text {LO}})}} \) modos de vibração de impureza de Sn dopado (IV) S ₂ , respectivamente [24, 25]. Curiosamente, podemos até observar os modos ativos de IV (\ (A _ {{2 {\ text {u}} ({\ text {TO}})}} \), \ (A _ {{2 {\ text {u }} ({\ text {LO}})}} \)) de SnS ₂ no espectro Raman, indicando um relaxamento significativo da regra de transição sob a assistência eletrônica, ou seja, captura de portadora. Como os cristais são uniaxiais e quando a direção de propagação do fônon não está ao longo do eixo principal do cristal, alguns modos infravermelho e Raman podem estar ativos simultaneamente devido à interação elétron-fônon ou exciton-fônon [26]. O aumento da deformação do cristal e a flutuação estrutural circundante devido ao dopante Sn nos nanofios de CdS contribuem em parte para os modos de infravermelho fracamente ativos [27]. \ (A _ {{2 {\ text {u}}}} \) é o modo acústico, cuja ocorrência implica na interação proeminente do elétron com o fônon acústico local e nisso contribui parcialmente para as propriedades de emissão anormais em nanofios Sn – CdS. Os modos de vibração de impureza observados sugerem ainda o doping com sucesso de Sn (IV) com quantidade definida nos nanofios, o que modificou muito as propriedades ópticas. Executamos medições de espectroscopia de fotoelétrons de raios-X (XPS) nesses nanofios Sn – CdS. No entanto, não é possível distinguir que o conteúdo de Sn detectado era da bola com ponta ou do nanofio de backbone devido à baixa resolução espacial de XPS. Além disso, o conteúdo de Sn é muito baixo para ser detectado usando espectroscópio de dispersão de energia (EDS). Aqui, determinamos qualitativamente a concentração de Sn mais alta ou mais baixa no nanofio de backbone usando espectros Raman. Conforme mostrado no espectro Raman, a relação de intensidade do modo CdS para SnS ₂ modo reduz com proporção aumentada de SnO ₂ ao CdS no pó de origem, indicando a concentração de Sn altamente dopado qualitativamente.

a , b Espectros de espalhamento Micro-Raman de nanofio CdS dopado com Sn único sintetizado com alta e baixa proporção de CdS para SnO ₂ , usando laser He-Ne (632,8 nm) como fonte de luz de excitação

A medição PL é muito poderosa para determinar o defeito da estrutura e impurezas em nanoestruturas semicondutoras. Para o sistema de acoplamento elétron-fônon de Fröhlich fraco, o PL é modificado pela introdução de dopante, que afetará o potencial de formação e o coeficiente de acoplamento fóton-fônon. A banda de emissão pode mostrar réplicas de multi-fônons quando o dopante se localiza em nível profundo. A banda de emissão de excitons até mesmo colapsa em banda larga ou bandas de satélite de estado de armadilha profunda em sistema de acoplamento forte. Medimos o guia de onda óptico e o espectro de PL de um único nanofio Sn – CdS reto (concentração de dopante <0,01%) para explorar o efeito de dopagem e o acoplamento elétron-fônon de acordo com a razão de intensidade da emissão do bandgap próximo à emissão do estado aprisionado. O PL in situ de um único nanofio Sn – CdS era tão forte que poderia ser visualizado facilmente com uma câmera CCD colorida e era visível a olho nu (Fig. 4a). A imagem óptica de campo claro do nanofio Sn – CdS correspondente é mostrada na inserção da Fig. 4a. Uma parte da emissão pode se propagar ao longo do eixo e emitir no final do nanofio mesmo sob baixa potência de excitação, mostrando a excelente propriedade de guia de onda óptico do nanofio CdS dopado. Podemos observar que a cor da emissão in situ é verde-amarelo, enquanto a cor da emissão no final é vermelha após o transporte de longa distância (Fig. 4a). Pan et al. relataram as mudanças na cor da emissão com diferentes distâncias em nanoestruturas CdS 1D densamente dopadas com Se e atribuíram isso ao deslocamento da cauda de banda devido às mudanças na composição e no grau de cristalização [28]. Na verdade, o efeito do aumento do acoplamento elétron-fônon não pode ser ignorado. Nos atuais nanofios de CdS dopados com Sn escassamente, a razão para a mudança de cor de emissão origina-se de excitons presos por impurezas e acoplamento e-p aprimorado durante o transporte de luz ao longo de c eixo. A Figura 4b é PL dependente da potência de excitação de campo distante. A emissão em 509 nm é atribuída à emissão próxima do bandgap, enquanto as outras bandas largas de emissão com energia mais baixa são atribuídas à emissão de estado aprisionado. As intensidades de todas as bandas de emissão aumentam rapidamente com a potência de excitação, enquanto a emissão próxima do bandgap aumenta apenas ligeiramente mais rápido do que a emissão do estado aprisionado. Este fenômeno é diferente do estado de armadilha profunda tradicional, onde a intensidade de emissão do gap próximo aumentou muito sob o aumento da potência de excitação. Os intervalos de energia entre as bandas de estado capturadas adjacentes são 229,7, 239,8, 267,3, 268,3, 277, 318,6, 312,1, 300,6 cm ⁻¹ , que aumenta ligeiramente para o número de onda mais longo e se aproxima da energia do fônon LO (296 cm ⁻¹ ) Este perfil multi-fônon indica um acoplamento não linear e-p do estado capturado [29]. Os excitons aprisionados ainda mantêm sua coerência durante o transporte da luz e se espalham com íons de estanho dopados para emissão coerentemente. Assim, o ligeiro desvio das extensões de energia da energia do fônon LO pode ser devido ao aumento da distância de passagem da luz, indicando a localização incompleta de estados profundamente aprisionados. Esses excitons preferem se alinhar ao longo de uma linha nas nanoestruturas de confinamento 2D e se acoplar para formar uma nova agregação de excitons. Claramente, a agregação em si representa uma correlação não linear entre os excitons e leva à força do oscilador gigante, gerando respostas ópticas não lineares [30, 31]. Para nanomateriais imperfeitos com muitas impurezas ou defeitos, as impurezas ou a deformação do cristal induzida por defeitos podem modificar notavelmente o acoplamento elétron-fônon e sempre induz n Emissão assistida por fônons LO, além da emissão de gap próximo [32,33,34]. Este perfil de emissão multi-fônon é semelhante aos processos Raman estimulados de alta ordem em uma fibra de sílica e sua diferença está na contribuição do estado real para a banda de emissão. É relatado que o número ( n ) de processos de espalhamento de múltiplos fônons é proporcional ao coeficiente de acoplamento polar α , ou seja, a mudança de frequência máxima \ (n \ omega _ {{{\ text {LO}}}} \) é proporcional à energia de deformação (0,5 \ (\ alpha h \ omega _ {{{\ text {LO}} }} \)) [35]. Portanto, os presentes espectros de PL indicam um potencial de deformação muito grande e forte acoplamento elétron-fônon em nanofios Sn-CdS.

a Imagem de emissão de campo distante de um único nanofio CdS dopado com Sn. Inset é a imagem óptica de campo claro do nanofio único correspondente. As barras de escala são de 20 μm. b Espectros de campo distante PL sob crescente potência de excitação. Inserido é o aumento de escala local das bandas de emissão de impurezas

A concentração de Sn dopado (IV) em nanofios CdS aumentou com a proporção de SnO ₂ para CdS no precursor, produzindo espectros de PL semelhantes com emissão próxima do bandgap muito mais fraca, enquanto emissão de impurezas mais forte, como mostrado na Fig. 5. Isso representa acoplamento e-p aprimorado neste sistema. Diferente da Fig. 4b, as taxas de intensidade de próximo bandgap para emissão de estado aprisionado diminuem para 0,05–0,10 com potência de excitação variável. A intensidade de emissão do estado aprisionado sobe mais rápido do que a emissão próxima do bandgap sob o aumento da potência de excitação, demonstrando o espalhamento mais forte relativamente por impureza e fônon. Os intervalos de energia entre bandas de impurezas adjacentes são 272,7, 325, 324, 311,9, 364,3, 372,6, 309,1, 297,1, 371,5, 375,4, 410,7, 387,1 cm ⁻¹ , que se aproxima da energia do fônon LO (296 cm ⁻¹ ) Este maior desvio refletiu a excitação passo a passo no guia de onda de luz ativa e demonstrou mais íons Sn dopando nos nanofios para produzir um acoplamento elétron-fônon mais forte.

a Imagem de emissão de campo distante de um único nanofio de CdS pesado levemente dopado com Sn (IV). A inserção é a imagem de morfologia óptica. As barras de escala são de 20 μm. b Os espectros PL de campo distante correspondentes sob crescente potência de excitação

Há outro espectro de PL interessante de nanofios de CdS dopados com Sn (Fig. 6). Nos nanofios com maior concentração de dopagem, a emissão próxima do bandgap é muito fraca, enquanto a emissão do estado aprisionado desempenha um papel dominante. Os intervalos de energia entre as bandas de emissão de impurezas adjacentes são 488, 581,9, 655,4, 683,3, 683,8 cm ⁻¹ , que aumenta ligeiramente e perto da energia do fônon 2LO (592 cm ⁻¹ ) A intensidade de emissão assistida por fônon 2LO mostra um aumento significativo com a potência de excitação. O aparecimento de emissão assistida por fônon 2LO sugere o forte acoplamento elétron-fônon 2LO, bem consistente com o espectro de espalhamento Raman que mostra o modo Raman 2LO forte (Fig. 3). Este fenômeno interessante não pode ser entendido claramente com os conceitos usuais. É relatado que o modo óptico longitudinal se acopla com o elétron em um picossegundo [23]. Se os pares Sn-Sn se formarem em situação de dopagem elevada, o acoplamento elétron-1LO fônon pode levar a pares ligados como excitons bipolarônicos no local ligado. Esses estados de excitons bipolarônicos (fônon elétron-2LO) podem emitir luz de forma coerente, o que geralmente ocorre no centro aprisionado com vida longa, enquanto a banda de emissão assistida por 1LO não pode ser bem resolvida após um longo transporte e um curto tempo de relaxamento. Portanto, a emissão assistida por 2LO pode dominar nos nanofios de maior concentração de dopagem. Mais doping causou fenômenos ainda mais anômalos. Pode haver deslocamento estrutural e possível formação de fase cúbica. A Figura 6d mostra um espectro de PL semelhante de nanofio dopado com um aumento ainda maior da concentração de Sn (IV). As bandas de emissão em 530 nm e 541 nm podem ser atribuídas à emissão próxima ao bandgap de wurtzita e CdS da fase de zinco-blenda, respectivamente [36]. A diferença de energia \ (\ Delta E ^ {{{\ text {WZ}} - {\ text {ZB}}}} \) é 0,048 eV no presente caso, concordando com o fato de que a diferença de energia do bandgap de WZ e ZB CdS é menor que 0,1 eV [37, 38]. O mais importante é a amplitude de energia das bandas de emissão de estado aprisionado adjacentes que mostram valores de 1100,2, 1230,6, 1218,7 cm ⁻¹ , que estão próximos da energia do fônon 4LO (1184 cm ⁻¹ ) Este efeito harmônico sugere acoplamento elétron-fônon de ordem superior nos nanofios Sn-CdS.

a , c Emissão de campo distante e imagens ópticas (inseridas) de nanofios CdS com maior concentração de dopante. As barras de escala são 20 μm; b , d Os espectros de PL de campo distante correspondentes

Para investigar os diferentes mecanismos de emissão, executamos a medição de decaimento de PL na emissão de gap próximo e emissão de estado aprisionado sob excitação do corante ps N ₂ laser de pulso a 400 nm (Fig. 7). A emissão próxima do bandgap localiza-se em 520 nm, enquanto a emissão deep-aprisionada varia de 550 a 750 nm e centra-se em 609 nm (Fig. 7a), consistente com o PL de nanofio único investigado por SNOM. Os perfis de decaimento ao longo da vida de 520 nm e 609 nm, 625 nm, 640 nm são mostrados na Fig. 7b, c. O tempo de decaimento de 520 nm e 609 nm foram ajustados com função multi-exponencial, mostrando constantes de tempo de 0,3227 ns (22,90%), 4,2585 ns (25,86%), 26,4584 ns (35,31%), 289,1292 ns (15,92%) e 0,1309 ns (60,41%), 0,6641 ns (8,39%), 24,8286 ns (20,86%), 194,1492 ns (10,35%), respectivamente. O tempo de vida PL das bandas de 640 nm, 625 nm e 609 nm exibiu quase os mesmos perfis e parâmetros de tempo de vida. Esses resultados estão em contraste com os relatados anteriormente [18]. O processo de relaxamento de energia do nanofio CdS puro sob diferentes potências de excitação sofre apenas interação elétron-fônon e exciton-exciton. Para os nanofios de CdS dopados com Sn, outras interações como estado de aprisionamento profundo e efeito de cavidade devem participar do processo de relaxamento. Um diagrama esquemático dos processos de decaimento é dado na Fig. 7d. Os portadores carregados na armadilha e o exciton coexistem e relaxam para a borda da banda de condução da banda estendida superior após a excitação e muitos deles são aprisionados por estados de impureza para dentro do gap. As interações entre os portadores desses diferentes níveis de impureza ou níveis de estado emparelhados também envolvem a recombinação do exciton e emitem na cavidade óptica ativa, correspondendo aos diferentes tempos de vida de decaimento observados. Existem portadores parciais a serem espalhados a partir de um nível de armadilha profunda e são capturados novamente pelo nível de armadilha baixo (o (1), (2), (3), (4) processo de recombinação na Fig. 7d). Para a emissão de bandgap, a constante de tempo rápida como 0,3227 ns deve corresponder à recombinação direta de portadores, enquanto as outras constantes de tempo podem corresponder à recombinação radiativa de excitons ligados (4,2585 ns) e portadores aprisionados rasos entre a banda de energia de impureza e valência banda (dezenas e centenas ns). Para a emissão do estado aprisionado, o tempo de vida muito mais curto de <1 ns e outros componentes refletiu as ricas interações portadora-portadora e portadora-fônon, demonstrando as características típicas do estado aprisionado.

a PL de nanofios Sn – CdS sob excitação de laser pulsado com comprimento de onda de 400 nm. b , c Os perfis de decaimento de vida PL correspondentes de 520 nm e 609, 625, 640 nm. d O diagrama esquemático para a portadora com diferentes processos de decaimento da vida útil

Conclusões

Em resumo, sintetizamos os nanofios de CdS dopados com Sn de alta qualidade por um método de evaporação térmica simples e demonstramos suas propriedades ópticas interessantes. O espectro de espalhamento XRD e Raman confirmou que Sn (IV) foi dopado em nanofios de CdS com sucesso. Tanto a emissão perto do bandgap quanto a emissão em estado preso foram observadas simultaneamente em um nanofio único dopado. Uma análise mais aprofundada da emissão em estado aprisionado versus emissão próxima ao bandgap indica um acoplamento elétron-fônon não linear. Os nanofios de CdS dopados com concentração variável de dopante Sn revelaram bandas de emissão assistidas por réplicas de multi-fônons (1LO, 2LO, 4LO) bem separadas, demonstrando o acoplamento elétron-fônon aprimorado e estado de aprisionamento significativo. A decadência do tempo de vida sugeriu relaxamentos multicomponentes e refletiu canais de recombinação variável de portadores fotogerados. Esses nanofios CdS dopados com Sn podem encontrar aplicação potencial em dispositivos emissores de luz e sistemas nano-fotônicos.

Disponibilidade de dados e materiais

Os conjuntos de dados usados ou analisados durante o estudo atual estão disponíveis com o autor correspondente, mediante solicitação razoável.

Abreviações

PL:: Fotoluminescência
1D:: Unidimensional
EHP:: Plasma de buraco de elétron
F-P:: Fabry – Perot
SCCM:: Centímetros cúbicos padrão por minuto
VLS:: Vapor-líquido-sólido

Dispositivos em nanoescala eletricamente dopados usando a abordagem do primeiro princípio:uma pesquisa abrangente Propriedades fotoelétricas investigadas em nanofios de Si individuais e sua dependência de tamanho

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias