Elektrisch angetriebene verstärkte spontane Emission von kolloidalen Quantenpunkten

Nature Band 617, Seiten 79–85 (2023)Diesen Artikel zitieren

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Kolloidale Quantenpunkte (QDs) sind attraktive Materialien für die Realisierung lösungsverarbeitbarer Laserdioden, die von größenkontrollierten Emissionswellenlängen, niedrigen optischen Verstärkungsschwellen und einer einfachen Integration in photonische und elektronische Schaltkreise profitieren könnten1,2,3,4,5,6 ,7. Die Implementierung solcher Geräte wurde jedoch durch die schnelle Auger-Rekombination von verstärkungsaktiven Mehrträgerzuständen1,8, die schlechte Stabilität von QD-Filmen bei hohen Stromdichten9,10 und die Schwierigkeit, in einem komplexen Gerätestapel mit dünnen Schichten eine optische Nettoverstärkung zu erzielen, behindert Die elektrolumineszierende QD-Schicht wird mit optisch verlustbehafteten ladungsleitenden Schichten kombiniert11,12,13. Hier lösen wir diese Herausforderungen und erreichen eine verstärkte spontane Emission (ASE) aus elektrisch gepumpten kolloidalen QDs. Die entwickelten Geräte verwenden kompakte, kontinuierlich abgestufte QDs mit unterdrückter Auger-Rekombination, die in eine gepulste Ladungsinjektionsstruktur mit hoher Stromdichte integriert sind, ergänzt durch einen verlustarmen photonischen Wellenleiter. Diese kolloidalen QD-ASE-Dioden weisen eine starke optische Breitbandverstärkung auf und zeigen eine helle Kantenemission mit einer Momentanleistung von bis zu 170 μW.

Elektrisch gepumpte Laser oder Laserdioden auf Basis lösungsverarbeitbarer Materialien sind aufgrund ihrer Kompatibilität mit praktisch jedem Substrat, ihrer Skalierbarkeit und der einfachen Integration in On-Chip-Photonik und -Elektronik seit langem begehrte Geräte. Solche Geräte wurden für eine Vielzahl von Materialien eingesetzt, darunter Polymere14,15,16, kleine Moleküle17,18, Perowskite19,20 und kolloidale QDs1,2,3,4,5,6,7. Die letztgenannten Materialien sind besonders attraktiv für die Implementierung von Laserdioden, da sie nicht nur mit kostengünstigen und leicht skalierbaren chemischen Techniken kompatibel sind, sondern auch mehrere Vorteile bieten, die sich aus dem nulldimensionalen Charakter ihrer elektronischen Zustände ergeben21,22. Dazu gehören eine in der Größe abstimmbare Emissionswellenlänge, niedrige Schwellenwerte für die optische Verstärkung und eine hohe Temperaturstabilität der Lasereigenschaften, die auf einen großen Abstand zwischen ihren atomarähnlichen Energieniveaus zurückzuführen sind21,22,23.

Mehrere Herausforderungen erschweren die Realisierung kolloidaler QD-Laserdioden. Dazu gehören die extrem schnelle nichtstrahlende Auger-Rekombination optisch verstärkungsaktiver Mehrträgerzustände1,8, die schlechte Stabilität von QD-Festkörpern bei hohen Stromdichten, die zum Erreichen des Laserbetriebs erforderlich sind9,10 und ein ungünstiges Gleichgewicht zwischen optischem Gewinn und optischen Verlusten in Elektrolumineszenzgeräten, in denen ein verstärkungsaktiver Zustand vorliegt Das QD-Medium ist ein kleiner Teil des gesamten Gerätestapels, der aus mehreren optisch verlustbehafteten Ladungstransportschichten besteht11,12,13.

Hier lösen wir diese Herausforderungen mithilfe spezieller QDs mit unterdrückter Auger-Rekombination und einer speziellen Elektrolumineszenz-Gerätearchitektur, die über einen photonischen Wellenleiter verfügt, der aus einem unteren verteilten Bragg-Reflektor (DBR) und einer oberen Silberelektrode (Ag) besteht. Der durch den DBR und den Ag-Spiegel gebildete transversale optische Hohlraum verbessert die Feldeingrenzung im QD-Verstärkungsmedium und reduziert gleichzeitig optische Verluste in ladungsleitenden Schichten. Es erleichtert auch den Aufbau von ASE aufgrund der verbesserten Sammlung spontaner Keimphotonen und des erhöhten Ausbreitungswegs im QD-Medium. Dadurch erzielen wir mit elektrischem Pumpen einen großen optischen Nettogewinn und demonstrieren ASE bei Raumtemperatur an den Übergängen der Bandkante (1S) und des angeregten Zustands (1P).

In dieser Studie verwenden wir ein optisches Verstärkungsmedium, das auf einer überarbeiteten Version kontinuierlich abgestufter QDs (cg-QDs) basiert, die unseren zuvor eingeführten CdSe/Cd1−xZnxSe cg-QDs9 ähneln, jedoch eine geringere Dicke der abgestuften Schicht aufweisen. Diese „kompakten“ cg-QDs (abgekürzt als ccg-QDs)13 bestehen aus einem CdSe-Kern mit einem Radius von 2,5 nm, einer 2,4 nm dicken abgestuften Cd1-xZnxSe-Schicht und einer abschließenden Schutzhülle aus ZnSe0,5S0,5- und ZnS-Schichten mit einer Dicke von 0,9 nm bzw. 0,2 nm (Abb. 1a, Einschub oben rechts und ergänzende Abb. 1). Trotz ihrer geringeren Dicke ermöglicht die kompakte, abgestufte Schale eine hochwirksame Unterdrückung des Auger-Zerfalls 24 , was zu einer langen Biexzitonen-Auger-Lebensdauer (τXX, A = 1,9 ns) und einer entsprechend hohen Biexzitonen-Emissionsquantenausbeute von 38 % führt (ergänzende Abbildung 2). ). Die kompakte, abgestufte Schale erzeugt auch eine starke asymmetrische Kompression des emittierenden Kerns, was die Aufspaltung von leicht-schweren Löchern (Δlh-hh) auf etwa 56 meV (Lit. 25) erhöht (Abb. 1a). Dies behindert die thermische Entvölkerung des Bandkanten-Schwerlochzustands und verringert dadurch die optische Verstärkungsschwelle7.

a, Das Grundzustandsabsorptionsspektrum (α0) der CdSe/Cd1−xZnxSe/ZnSe0.5S0.5/ZnS ccg-QDs (Einschub oben rechts). Vertikale Pfeile markieren die drei Übergänge mit der niedrigsten Energie, an denen 1S- und 1P-Elektronen- und Lochzustände beteiligt sind (siehe Einschub oben links). b: Transiente Absorptionsmessungen (TA) der ccg-QD-Lösungsprobe, durchgeführt unter Verwendung von Pumpimpulsen mit 110 fs und 2,4 eV und einer Fluenz pro Impuls wp = 1,6 mJ cm−2 (⟨N⟩ = 25). Das TA-Signal wird als α(hv,t) = α0(hv) + Δα(hv,t) dargestellt, wobei α0 und α die Absorptionskoeffizienten der nicht angeregten bzw. angeregten Probe sind und Δα die pumpeninduzierte Absorption ist ändern. Die durchgezogene schwarze Linie (α = 0) trennt die Bereiche der Absorption (α > 0, braun) und der optischen Verstärkung (α < 0; grün). Die gestrichelte schwarze Linie ist die zweite Ableitung von α0 (Bild a). c, Pumpintensitätsabhängige Spektren der kantenemittierten Photolumineszenz (PL) eines 300 nm dicken ccg-QD-Films auf einem Glassubstrat unter Anregung mit Pumpimpulsen von 110 fs und 3,6 eV. Der Pumpfleck hat die Form eines schmalen, 1,7 mm langen Streifens orthogonal zum Probenrand. Das Auftreten schmaler Peaks bei 1,93 eV und 2,08 eV (volle Breite bei halbem Maximum 35 meV bzw. 40 meV) bei höheren ⟨N⟩ weist auf den Übergang zum ASE-Regime hin. Basierend auf dem Beginn eines starken Intensitätswachstums (Einschub) liegen die 1S- und 1P-ASE-Schwellenwerte im Durchschnitt bei etwa 1 bzw. etwa 3 Exzitonen pro Punkt. d, Ein Gerätestapel der Referenz-LED umfasst eine L-ITO-Kathode, eine ccg-QD-Schicht und TFB/HAT-CN-Lochtransport-/Injektionsschichten, getrennt durch einen LiF-Abstandshalter mit einer stromfokussierenden Apertur. Das Gerät wird durch eine als schmaler Streifen vorbereitete Ag-Anode vervollständigt. e, Die Abhängigkeiten von j–V (durchgezogene schwarze Linie) und EL-Intensität–V (gestrichelte blaue Linie) des Referenzgeräts. f, Die j-abhängigen EL-Spektren der Front-(Oberflächen-)Emission des Referenzgeräts. Das bei 1.019 A cm−2 aufgezeichnete EL-Spektrum wird in drei Lorentz-Banden entfaltet, die den drei in a gezeigten ccg-QD-Übergängen entsprechen. AU, beliebige Einheiten.

Insbesondere ermöglicht die verringerte Schalendicke eine erhöhte QD-Packungsdichte in Filmproben und führt dadurch zu einem verbesserten optischen Gewinn, der sich über die 1S- und 1P-Übergänge erstreckt und eine große Bandbreite von etwa 420 meV aufweist (Abb. 1b). . Diese Eigenschaften erleichtern die Entwicklung von ASE, was bei optisch angeregten ccg-QD-Filmen leicht zu beobachten ist (Abb. 1c). Die ASE tritt sowohl beim 1S- als auch beim 1P-Übergang auf und weist niedrige Anregungsschwellen ⟨Nth,ASE⟩ auf, durchschnittlich 1 (1S) und 3 (1P) Exzitonen pro Punkt. Auf der Grundlage der ASE-Messungen mit variabler Streifenlänge (VSL) eines 300 nm dicken ccg-QD-Films betragen die optischen Verstärkungskoeffizienten 1S und 1P 780 cm-1 bzw. 890 cm-1 (ergänzende Abbildung 3). . Aufgrund eines Modenbeschränkungsfaktors des gemessenen Films von nahezu eins bezeichnen wir die abgeleiteten Werte als „Materialverstärkungskoeffizienten“ (Gmat,1S bzw. Gmat,1P).

Zunächst integrieren wir CCG-QDs in „Referenz“-Leuchtdioden (LEDs), deren Architektur der in Referenzen ähnelt. 12,13. Diese Geräte (Abb. 1d) sind auf einem Glassubstrat montiert und bestehen aus einer aktiven CCG-QD-Schicht (ungefähr drei Monoschichten dick), die zwischen einer unteren Elektrode (Kathode) aus Indiumzinnoxid (L-ITO) mit niedrigem Index liegt. und eine organische Lochtransportschicht (HTL) aus Poly[(9,9-dioctylfluorenyl-2,7-diyl)-alt(4,4′-(N-(4-butylphenyl)))] (TFB). Die L-ITO-Elektrode besteht aus einer Mischung aus Standard-ITO und SiO2, die optische Verluste reduziert und den Brechungsindexkontrast an der QD-Kathoden-Grenzfläche verbessert, wodurch die Eingrenzung des optischen Modus in der QD-Schicht verbessert wird11. Die TFB-HTL wird von der organischen Lochinjektionsschicht (HIL) aus Dipyrazino[2,3-f:2′,3′-h]chinoxalin-2,3,6,7,10,11-hexacarbonitril (HAT) getrennt -CN) durch einen isolierenden 50 nm dicken LiF-Abstandshalter, der einen „stromfokussierenden“ 30 μm breiten Schlitz enthält10,12,13. Das Gerät wird durch eine Silberelektrode (Anode) vervollständigt, die als 300 μm breiter Streifen orthogonal zum Schlitz in der LiF-Zwischenschicht vorbereitet ist. Dieser Ansatz führt zu einer zweidimensionalen Stromfokussierung und ermöglicht es uns, die Injektionsfläche auf 30 × 300 μm2 zu begrenzen. Die hergestellten LEDs sowie andere in dieser Arbeit untersuchte Geräte wurden bei Raumtemperatur an der Luft charakterisiert.

In Abb. 1e,f zeigen wir Elektrolumineszenzmessungen (EL) einer der Referenz-LEDs, die mit gepulster Vorspannung (1 μs Impulsdauer, 1 kHz Wiederholungsrate) mit einer Spannungsamplitude (V) von bis zu 67 V angeregt wurden Bei maximaler Spannung erreicht die Stromdichte (j) 1.019 A cm−2 (Abb. 1e), was mit Werten vergleichbar ist, die mit früheren stromfokussierenden, gepulsten LEDs erzielt wurden10. Die Geräteemission schaltet sich bei etwa 3 V ein, danach zeigt die EL-Intensität ein schnelles Wachstum. Die bei niedrigerem j gemessenen EL-Spektren erreichten einen Spitzenwert von 1,96 eV (1S-Merkmal), was dem Bandkanten-1Se-1Shh-Übergang entspricht (Abb. 1f). Wenn j erhöht wird, zeigt der EL eine deutliche Verbreiterung aufgrund zunehmender Intensitäten der höheren Energiebänder, die mit den Übergängen 1Se–1Slh (2,02 eV) und 1Pe–1Phh (2,1 eV; 1P-Merkmal) verbunden sind (Abb. 1f und erweiterte Daten). Abb. 1a). Beim höchsten j erreicht das EL-Spektrum seinen Höhepunkt an der Position des 1P-Bandes, was auf eine hohe Exzitonenzahl pro Punkt hinweist, die in diesen Geräten realisiert wird. Insbesondere auf der Grundlage des Verhältnisses der 1P-Band- und 1S-Band-Amplituden erreicht die durchschnittliche exzitonische QD-Belegung ⟨N⟩ etwa 7,4 (Extended Data Abb. 1b), was höher ist als die optische Verstärkungsschwelle für beide 1S- und 1P-Übergänge (Abb. 1c).

Obwohl eine Populationsinversion erreicht wurde, zeigen die Referenzgeräte unter elektrischem Pumpen weder in der Front- (Oberflächen-) noch in der Kantenemission ASE. Dies weist darauf hin, dass der optische Gesamtverlust den in einem dünnen QD-Medium erzeugten optischen Gewinn überwiegt. Die photonische Modellierung der Referenz-LEDs mithilfe einer Finite-Elemente-Methode bestätigt diese Einschätzung (Ergänzende Anmerkung 1). In diesen Geräten erfolgt die Lichtverstärkung aufgrund optischer Moden, die durch Totalreflexion (TIR) an der L-ITO-Glas-Grenzfläche und durch die Reflexion am Silberspiegel gesteuert werden (Abb. 2a). Aufgrund der starken Löschung durch die Metallschicht erfahren transversalmagnetische (TM) Moden eine starke Dämpfung, weshalb die von ASE bevorzugten Moden transversalelektrischen (TE) Charakter haben12,13.

a,b Links: Querschnittsstruktur der Referenz- (a) und BRW-Geräte (b) zusammen mit der berechneten Verteilung der TE-Moden (dargestellt als rot schattierte Profile). Im Referenzgerät wird dieser Modus durch TIR unterstützt, dessen kritischer Winkel (θc) durch den Brechungsindexkontrast an der L-ITO-Glas-Grenzfläche gesteuert wird (sinθc = nglass/nL-ITO). Im BRW-Gerät wird der Modenwinkel (θm = θBRW) durch die Bedingung der konstruktiven Interferenz (Bragg-Bedingung) von Reflexionen aus verschiedenen Schichten des DBR definiert. Infolgedessen weist das optische Feldprofil ein Oszillationsmuster auf, das mit der periodischen Struktur des DBR verknüpft ist. Rechts: Abhängigkeit der von vorne und von der Kante emittierten Lichtintensitäten (gelbe bzw. rote Symbole) von der Stromdichte für die Referenzgeräte (a) und BRW-Geräte (b). Aufgrund der großen Ausbreitungsverluste strahlt das Referenzgerät hauptsächlich von seiner vorderen glasummantelten Oberfläche (das Intensitätsverhältnis von der Vorderseite zur Kante beträgt etwa 50). Im Gegensatz dazu strahlt der BRW aufgrund geringerer optischer Verluste (Einschub in b, rechts) und starker Verstärkung des geführten Lichts stärker von seiner Kante aus (das Intensitätsverhältnis von Kante zu Vorderseite beträgt etwa 2 zu 3). AU, beliebige Einheiten.

In Abb. 2a links zeigen wir die berechnete elektrische Feldverteilung des TE0-TIR-Modus. Der Modenbeschränkungsfaktor für die QD-Schicht (ΓQD) beträgt 0,23, was die maximale 1S-Modalverstärkung (Gmod,1S = ΓQDGmat,1S) von etwa 180 cm−1 ergibt. Bemerkenswert ist, dass ein beträchtlicher Teil des optischen Modus in der optisch verlustbehafteten L-ITO-Elektrode liegt. Dies führt zu einem großen optischen Verlustkoeffizienten (αloss) von etwa 140 cm−1 (Ref. 12,13). Obwohl er etwas niedriger als Gmod,1S ist, erhöhen die Lichtabsorption in der oberen Ag-Elektrode und die unberücksichtigte Lichtstreuung an Unvollkommenheiten innerhalb des Wellenleiters den gesamten optischen Verlust, so dass er größer als die Modenverstärkung wird, was ASE unterdrückt. Aufgrund der hohen Ausbreitungsverluste weist das Referenzgerät eine sehr schwache Kantenemission auf und strahlt Licht hauptsächlich von der glasummantelten Bodenfläche ab, sodass das Verhältnis der Emissionsintensitäten von Oberfläche zu Kante etwa 50 beträgt (Abb. 2a, rechts). Aufgrund der fehlenden Lichtverstärkung entspricht das Spektrum der Kantenemission dem der Oberflächen-EL bei allen j (Extended Data Abb. 2a).

Um das Problem übermäßiger Verluste anzugehen, verwenden wir einen transversalen Bragg-Reflektor-Ansatz26, der zuvor im Zusammenhang mit herkömmlichen Laserdioden27,28 untersucht wurde. Bei diesem Ansatz wird ein optisches Verstärkungsmedium auf einer oder beiden Seiten von einem DBR-Stapel flankiert26 (Abb. 2b, links). Der resultierende Bragg-Reflexionswellenleiter (BRW) unterstützt verlustarme Moden (Extended Data Abb. 3 und 4), die sich durch kohärente Überlagerung mehrerer durch die DBR-Struktur erzeugter Reflexionen entwickeln (Abb. 2b, links). Der BRW-Modus wird im Fall von ASE gegenüber den TIR-Modi bevorzugt, da er eine verbesserte Modenbeschränkung innerhalb des verstärkungsaktiven Mediums bietet und dadurch geringere optische Verluste und eine verbesserte Nettomodalverstärkung aufweist27,28. Darüber hinaus zeichnet sich der BRW-Modus durch eine erhöhte effektive Verstärkungslänge aus, da der entsprechende Einfallswinkel (θBRW) erheblich schärfer sein kann als im TIR-Fall (Abb. 2a, b, links und Extended Data Abb. 3c und 4b). .

Um einen BRW-Wellenleiter zu implementieren, integrieren wir einen DBR-Stapel aus zehn Paaren von Nb2O5- und SiO2-Schichten unterhalb der Kathode (Abb. 3a und ergänzende Abb. 4). Um den Serienwiderstand zu verringern und dadurch die Überhitzung bei hohem j zu verringern, fertigen wir die Kathode aus Standard-ITO und nicht aus L-ITO mit höherem Widerstand, das in den Referenzen verwendet wird. 12,13. Dadurch können wir die Stromdichte auf 1.933 A cm−2 (V = 53 V) steigern, ohne dass es zu einem Geräteausfall kommt (ergänzende Abbildung 5). Um den Ladungsfluss im Gerät weiter zu verbessern, scheiden wir eine ZnO-Elektronentransportschicht (ETL) vom n-Typ auf der ITO-Kathode ab (Abb. 3a). Auf die ZnO-ETL folgen die QD-Schicht und eine Reihe von Lochtransport-/Injektionsschichten, die denen der Referenz-LED ähneln (Abb. 3a).

a: Ein BRW-Gerät ist auf einem DBR aufgebaut, der aus zehn Paaren von Nb2O5- und SiO2-Schichten besteht. Das Gerät enthält eine ITO-Kathode, einen ZnO-ETL, ein ccg-QD-Verstärkungsmedium (drei QD-Monoschichten), einen TFB-HTL, eine LiF-Zwischenschicht mit einem stromfokussierenden Schlitz, einen HAT-CN-HIL und eine streifenförmige Ag-Anode. b: Kantenemittierte EL-Spektren des BRW-Geräts als Funktion der Stromdichte, abgestimmt auf 0,8 bis 1.933 A cm−2. Das Gerät wurde unter Verwendung einer gepulsten Vorspannung mit τp = 1 μs und einer Puls-zu-Puls-Trennung T = 1 ms angeregt. Die EL-Spektren zeigen einen Übergang von einer breiten spontanen Emission, die bei niedrigem j beobachtet wird, zu scharfen 1S- und 1P-ASE-Banden bei hohem j. c, Oben: Die j-abhängigen EL-Intensitäten an den Spitzen der 1S-Spontanbande (schwarz) und der ASE-Bande (rot) zeigen den ASE-Schwellenwert jth,ASE ≈ 13 A cm−2 an. Unten zeigt die Abhängigkeit der 1S-Emissionslinienbreite von j eine fortschreitende Linienverengung von 82 auf 39 meV. d, Polarisationseigenschaften von kantenemittiertem Licht des BRW-Geräts im Fall von elektrischen (links, j = 650 A cm−2) und optischen (rechts, 110 fs, 3,6 eV-Impulsen, wp = 85 μJ cm−2). ) Anregung. Aufgrund der starken Dämpfung der TM-Moden sind die 1S- und 1P-ASE-Banden in der TM-polarisierten Emission (blau) nicht vorhanden und weisen eine nahezu perfekte TE-Polarisation auf (rot). Die spontane 1S-Bande ist nicht polarisiert (schwarz) und ist daher sowohl in TE-polarisierter als auch in TM-polarisierter Emission vorhanden. e, Die VSL-Messungen des optisch angeregten BRW-Geräts (Einschub) zeigen die Entwicklung der 1S- und 1P-ASE-Merkmale mit zunehmender Streifenlänge. Bei diesen Messungen wurden Pumpimpulse mit 110 fs, 3,6 eV und wp = 90 μJ cm−2 verwendet. Die scharfen ASE-Banden ähneln denen, die in den EL-Spektren beobachtet werden (Panel b). AU, beliebige Einheiten.

Die ZnO-Schicht verbessert nicht nur den Ladungstransport, sondern ermöglicht uns auch eine n-Dotierung des aktiven Mediums, da ZnO bekanntermaßen die Elektroneninjektion in die QDs erleichtert und dadurch dazu beiträgt, diese negativ geladen zu halten29,30. Wie bereits gezeigt, verbessert die Verwendung geladener (dotierter) QDs die Laserleistung, indem die optischen Verstärkungsschwellen aufgrund der teilweisen oder vollständigen Ausbleichung der Grundzustandsabsorption gesenkt werden31,32,33,34,35. Ein potenzielles Problem dieses Ansatzes ist die Löschung der QD-Emission, die aus der Auger-Rekombination geladener excitonischer Spezies resultiert32,33. Bei unseren ccg-QDs ist dies jedoch weniger problematisch, da diese QDs aufgrund des behinderten Auger-Zerfalls eine hohe Emissionseffizienz sowohl für einfach als auch für doppelt negativ geladene Exzitonen aufweisen (ergänzende Abbildung 2).

In den hergestellten Strukturen bilden der untere DBR und der obere Ag-Spiegel einen BRW. Die berechnete elektrische Feldverteilung für den BRW-Modus ist in Abb. 2b links dargestellt. Es weist ein Oszillationsmuster auf, das die periodische Struktur des DBR widerspiegelt. Der Hauptpeak ist innerhalb des optischen QD-Verstärkungsmediums zentriert, was trotz der geringen Dicke des Verstärkungsmediums (ungefähr drei ccg-QD-Monoschichten) zu einem hohen Modenbeschränkungsfaktor (ΓQD = 0,2) führt. Bemerkenswert ist, dass das BRW-Modusprofil auch eine verringerte Feldintensität in den optisch verlustbehafteten ITO- und ZnO-Schichten aufweist. Infolgedessen beträgt der Gesamtverlustkoeffizient nur 16 cm−1 (Extended Data Abb. 4d).

Die günstigen Änderungen in der optischen Feldverteilung haben tiefgreifende Auswirkungen auf die EL-Leistung des Geräts. Insbesondere beobachten wir einen deutlichen Anstieg der Kantenemission, deren Intensität etwa um den Faktor 2 bis 3 größer wird als die Oberflächenemission (Abb. 2b, rechts). Dies ist eine direkte Folge der verringerten Ausbreitungsverluste und der Entstehung des ASE-Regimes. Der Effekt von ASE ist in den Spektren von kantenemittiertem EL deutlich ausgeprägt (Abb. 3b). Bei niedrigen Injektionsniveaus (j < 8 A cm−2) zeigen sie eine schwache, einbandige 1S-Emission bei 1,98 eV mit einer Linienbreite von 82 meV (Halbwertsbreite, FWHM). Bei höheren Stromdichten beobachten wir die Entstehung neuer schmaler Strukturen, deren Spektralenergien (1,94 und 2,09 eV) mit denen der 1S- und 1P-ASE-Banden im optisch angeregten ccg-QD-Film identisch sind (Abb. 1c). Die neuen Banden weisen mit zunehmendem Injektionsniveau ein schnelles superlineares Wachstum auf (ergänzende Abbildung 6) und überholen schließlich (bei j ≥ 13 A cm−2) das breite 1S-Band (Abb. 3c, oben). Damit einher geht eine deutliche Verengung der Bandkantenemission von 82 auf 39 meV (bzw. 23 auf 13 nm; Abb. 3c, unten). Die beobachtete j-abhängige Entwicklung der EL-Spektren unterscheidet sich stark von der der Referenz-LED (Abb. 1f), ist jedoch der Entwicklung der Photolumineszenz (PL) während des Übergangs zu ASE für die optisch angeregte ccg-QD/Glasprobe sehr ähnlich (Abb. 1c). Dies legt nahe, dass die schmalen 1S- und 1P-Merkmale im kantenemittierten EL auch mit ASE verknüpft sind.

Um auf den ASE-Schwellenwert zu schließen, vergleichen wir die j-abhängigen EL-Signale bei 1,98 eV und 1,94 eV (Abb. 3c, oben), die den Spitzenenergien der spontanen Emission bzw. der ASE entsprechen. Obwohl die beiden Signale anfänglich synchron mit zunehmendem Injektionsniveau wachsen (ungefähr linear), beginnen sie bei j > 13 A cm-2 zu divergieren, da ein schnellerer (superlinearer) Anstieg der 1,94-eV-EL-Intensität einsetzt (ergänzende Abbildung 6). ). Wir führen dieses Verhalten auf das Einsetzen von ASE und die entsprechende Stromdichte auf den ASE-Schwellenwert (jth,ASE = 13 A cm−2) zurück. Der auf diese Weise bestimmte Wert von jth,ASE steht im Einklang mit dem Beginn der Linienverengung, die für den ASE-Prozess charakteristisch ist (Abb. 3c, unten).

Die berechneten ASE-Schwellenwerte für unsere ccg-QD-Filme hängen von der Ladestufe ab33 (Ergänzende Anmerkung 2). Für neutrale QDs beträgt jth,ASE etwa 28 A cm−2 und sinkt auf etwa 26 A cm−2 und dann auf etwa 15 A cm−2 für einfach bzw. doppelt negativ geladene QDs. Der Vergleich dieser Werte mit jth,ASE, die experimentell beobachtet wurden, legt nahe, dass die QDs in unseren Geräten im Durchschnitt mit zwei Elektronen besetzt sind, was mit früheren Studien zu hochhellen cg-QD-LEDs mit einem ZnO-ETL29 übereinstimmt.

Als nächstes beschreiben wir Beweise dafür, dass die scharfen 1S- und 1P-EL-Merkmale tatsächlich auf die Photonenverstärkung während der Lichtausbreitung im BRW zurückzuführen sind und nicht auf spektrale Filtereffekte, die beispielsweise aus dem DBR-Ag-Hohlraum entstehen. Der erste Beweis ist die enge Übereinstimmung zwischen den Spektralpositionen der EL-Peaks und den optisch angeregten 1S- und 1P-ASE-Merkmalen, die für hohlraumfreie ccg-QD/Glas-Proben beobachtet wurden (Abb. 1c). Zweitens zeigt der Vergleich der oberflächenemittierten und kantenemittierten EL-Spektren (Extended Data Abb. 2b), dass sich die ASE-Merkmale spektral vom vertikalen Hohlraummodus unterscheiden. Darüber hinaus zeigen die kantenemittierten und oberflächenemittierten Bänder unterschiedliche Verhaltensweisen als Funktion von j (Erweiterte Daten, Abb. 5). Insbesondere aufgrund des Einsetzens von ASE zeigt kantenemittiertes EL ein spektral ungleichmäßiges Intensitätswachstum, wohingegen eine solche spektrale Ungleichmäßigkeit bei der Oberflächenemission fehlt.

Polarisationsabhängige Messungen liefern weitere Beweise für das ASE-Regime. Insbesondere sind beide scharfen EL-Peaks, die bei hohem j (nach der ASE-Schwelle) beobachtet werden, TE-polarisiert und in der TM-polarisierten Emission nicht vorhanden (Abb. 3d und erweiterte Daten Abb. 6). Die detaillierten polarisationsabhängigen Messungen der 1S- und 1P-EL-Merkmale, die ASE zugeschrieben werden, zeigen ein nahezu perfektes sin2α-Muster, wie es für TE-polarisiertes Licht erwartet wird (Extended Data Abb. 7; α ist der Winkel zwischen der Polarisationsrichtung des Analysators und die vertikale Richtung)18. Diese Art der Polarisation wird für verstärkt geführte BRW-Moden erwartet, da die Ausbreitung von TM-Moden aufgrund der Löschung durch die Ag-Elektrode stark gehemmt wird. Bemerkenswerterweise sind die beobachteten Polarisationstrends zwischen den Regimen des elektrischen und optischen Pumpens identisch (Abb. 3d; linkes bzw. rechtes Unterfeld). Dies ist ein starker Beweis für den ASE-Charakter von kantenemittiertem EL, da der ASE-Effekt in optisch angeregten kantenemittierten PL-Spektren eindeutig ist, wie unten erläutert.

In Abb. 3e zeigen wir VSL-Messungen von BRW-Strukturen, die mit optischer Anregung durchgeführt wurden (siehe Methoden). Für diese Messungen bereiten wir Geräte ohne LiF-Abstandshalter vor, wodurch wir parasitäre Signale von den Teilen der QD-Schicht außerhalb der Stromfokussierungsapertur vermeiden können. Im VSL-Experiment wird der Pumplaserstrahl in einen schmalen Streifen unterschiedlicher Länge (l) fokussiert, der orthogonal zur gespaltenen Gerätekante verläuft. Bei kurzen Streifenlängen zeichnet sich der kantenemittierte PL durch ein breites Spektralprofil aus, das dem von EL bei niedrigen Injektionsniveaus ähnelt (Abb. 3b, e; grüne Linien). Wenn l erhöht wird, nimmt die Emissionsintensität schnell zu (ergänzende Abbildung 7), was mit der Entwicklung scharfer Peaks einhergeht (Abb. 3e), deren spektrale Energien eng mit den schmalen EL-Merkmalen übereinstimmen, die bei hohem j elektrisch auftreten gepumpte Geräte (Abb. 3b, durchgezogene Linien) sowie die 1S- und 1P-ASE-Banden, die für die optisch angeregte ccg-QD/Glasprobe beobachtet wurden (Abb. 1c). Erstens schließen diese Ergebnisse aus, dass die schmalen 1S- und 1P-Merkmale aus der spontanen Emission von Multiexzitonen höherer Ordnung resultieren, da der Anstieg von l keinen Einfluss auf die Fluenz pro Impuls hat, die Größe, die die excitonische Besetzung der QDs steuert. Zweitens bestätigen diese Beobachtungen den Zusammenhang der scharfen 1S- und 1P-Peaks mit dem Prozess der stimulierten Emission, da der Aufbau von ASE einen ausreichend langen Lichtausbreitungsweg im Verstärkungsmedium erfordert, der ungefähr durch die Bedingung Gnetl > 1 definiert ist.

Basierend auf der Analyse der l-abhängigen Emissionsintensitäten betragen die 1S- und 1P-Verstärkungskoeffizienten 45 bzw. 55 cm-1 (ergänzende Abbildung 7). Diese Werte liegen nahe am berechneten maximalen optischen Nettogewinn für geladene QDs (Gnet = 0,5 Gmod,max − αloss ≈ 64 cm−1; Ergänzende Anmerkung 2), in Übereinstimmung mit unserer früheren Analyse der ASE-Schwellenwerte, gemäß der der beobachtete Gewinn liegt an geladenen Exzitonen.

Der Effekt von ASE zeigt sich auch in den Messungen der zeitlichen Kohärenz, die mit einem Michelson-Interferometer durchgeführt wurden. Insbesondere unter ähnlichen Bedingungen wie in Abb. 3d links ist die beobachtete Kohärenzzeit (τc) für das TE-polarisierte Licht deutlich länger (um etwa den Faktor drei) als die für das TM-polarisierte EL (Extended Data). Abb. 8). Die Verlängerung von τc weist auf einen erheblichen Beitrag von ASE zum TE-polarisierten EL hin, da die Photonenreplikation während der Lichtverstärkung die zeitliche Kohärenz verbessert. Diese Ergebnisse stimmen mit den Messungen der spektral aufgelösten EL überein, die auf die Dominanz von ASE in der TE-polarisierten Emission hinweisen (Abb. 3d, links und erweiterte Daten, Abb. 6).

Wie bereits erwähnt, ist ein weiterer Hinweis auf die ASE in den BRW-Strukturen die hohe Helligkeit der kantenemittierten EL (Abb. 2b, rechts). Beim Referenzgerät ist das Kantensignal selbst im Dunkeln mit bloßem Auge nicht erkennbar. Im Gegensatz dazu ist, wie in Abb. 4a dargestellt, das von der Kante des BRW-Geräts abgestrahlte Licht trotz einer sehr kleinen kantenemittierenden Fläche (ihre Nenngröße beträgt etwa 9 μm2) auch bei Raumlicht deutlich zu sehen. Tatsächlich kann die Emission der BRW-Struktur mit einem Standard-Leistungsmesser erfasst und charakterisiert werden, der zur Bewertung der Leistung kommerzieller Laser verwendet wird. Auf der Grundlage einer solchen Charakterisierung erreicht die momentane Kantenemissionsleistung (Pout) während des Spannungsimpulses 170 μW (j = 1.933 A cm−2); Abb. 4b (gestrichelte blaue Linie). Eine wesentliche Rolle bei der Entwicklung starker kantenemittierter ASE spielt die BRW-Struktur, die die effektive Verstärkungslänge erhöht und die Sammlung von durch spontane Emission erzeugten „Samen“-Photonen verbessert (ergänzende Abbildung 8).

a, Links: Die Leistung des elektrisch angeregten BRW-Geräts wurde mit einem Standard-Laserlabor-Leistungsmessgerät charakterisiert. Die gemessene Durchschnittsleistung (Pav) wurde unter Verwendung von Pout = (T/τp)Pav in die momentane Ausgangsleistung (Pout) umgerechnet. Für τp = 1 μs und T = 1 ms, die in unseren Experimenten verwendet werden, ist Pout = 1.000Pav. Rechts zeigt das Foto des Geräts, das bei j = 170 A cm−2 unter Umgebungsbedingungen und Raumlicht betrieben wird, deutlich die Kantenemission, die trotz des kleinen Einschaltzeitanteils (τp/T = 0,001) und der geringen Größe des Emitters sehr hell erscheint Spot (die Nennfläche beträgt ca. 9 μm2). Maßstabsleiste, 10 mm. b, Die gestrichelte blaue Linie zeigt die j-abhängige momentane Ausgangsleistung. Bei der maximalen Stromdichte (j = 1.933 A cm−2) erreicht Pout 170 μW. Anhand der gemessenen Ausgangsleistung ermitteln wir den EQE (rote Kreise), der mit dem des Referenzgeräts (schwarze Dreiecke) verglichen wird. Aufgrund der effizienten ASE, die zu einer erhöhten QD-Emissionsrate und einer verbesserten Leistungsextraktion aus dem invertierten QD-Medium führt, ist der EQE-Abfall im BRW-Gerät viel weniger ausgeprägt. Insbesondere ist j½ etwa viermal höher als beim Referenzgerät (1.933 gegenüber 500 A cm−2).

Das von der Kante emittierte Licht weist eine ziemlich enge Winkelverteilung für Winkel außerhalb der Ebene auf (ergänzende Abbildung 9a, b). Es verfügt über eine scharfe Spitze (von etwa –0,2° bis 0,2°), die auf einem asymmetrischen Profil erscheint, das sich bis zur Seite des DBR-Geräts erstreckt. Diese Asymmetrie steht im Einklang mit der berechneten BRW-Modenstruktur (Abb. 2b, links). Die Winkelverteilung für Winkel in der Ebene ist ziemlich flach (ergänzende Abbildung 9c, d), wie es für unsere Geräte erwartet wird, denen Winkelauswahlelemente in der Geräteebene fehlen.

Die hergestellten Geräte weisen eine gute Betriebsstabilität unter Umgebungsbedingungen auf. Selbst wenn die Antriebsspannung deutlich über der ASE-Schwelle liegt, arbeiten sie stundenlang im ASE-Regime ohne nennenswerte Verluste in der Ausgangsleistung. Insbesondere ein Stabilitätstest, der bei j = 120 A cm−2 (zu Beginn des Tests) durchgeführt wurde, zeigt, dass das Gerät nach 2 Stunden Dauerbetrieb immer noch etwa 90 % seiner ursprünglichen Leistung beibehält (Extended Data Abb. 9). ). Es läuft noch zwei Stunden im stabilen ASE-Modus, dann fällt das Gerät endgültig aus.

Insgesamt haben wir 15 Chips hergestellt, von denen jeder acht Geräte enthielt (insgesamt 120 Geräte). Wir haben eine hervorragende Reproduzierbarkeit der Leistungsmerkmale zwischen Geräten auf demselben Chip und solchen auf unterschiedlichen Chips beobachtet, die durch separate Herstellungszyklen hergestellt wurden. Insbesondere wurden High-J-EL-Messungen an 11 Geräten mit unterschiedlichen Chips durchgeführt. Alle zeigten den ASE-Effekt. Wie in Abb. 10 der erweiterten Daten dargestellt, zeigten die getesteten Geräte eine gute Konsistenz zwischen ihren j-V (Pout-V)-Abhängigkeiten, EL-Spektren, ASE-Schwellenwerten und der charakteristischen Linienverengung, die mit dem Übergang zum ASE-Regime einhergeht.

Es ist aufschlussreich, die externe Quanteneffizienz (EQE) des BRW-Geräts im Vergleich zur Referenz-LED zu untersuchen. Da unsere Geräte keinen seitlichen optischen Einschluss innerhalb der QD-Schicht haben und keine Systeme zur verbesserten Lichtauskopplung verwenden, macht das gesammelte kantenemittierte Licht nur einen kleinen Bruchteil der gesamten ASE aus. Daher konzentrieren wir uns auf die Analyse normalisierter EQEs als Funktion der Stromdichte (Abb. 4b). Für das Referenzgerät erreicht der EQE seinen Spitzenwert bei j von etwa 130 A cm−2, danach zeigt er einen schnellen Abfall und fällt auf die Hälfte des Maximalwerts bei j = j½ = 500 A cm−2 (Abb. 4b). , schwarze Dreiecke). Dies ist die Manifestation eines Droop-Effekts, der typischerweise auf Prozesse wie strahlungslose Auger-Rekombination und/oder thermisch induzierte Emissionslöschung zurückgeführt wird10,29. Das BRW-Gerät weist auch den EQE-Droop auf. Allerdings verschiebt sich sein Beginn auf etwa 300 A cm−2 und j½ wird auf etwa 1.930 A cm−2 erhöht (Abb. 4b, rote Kreise). Dies sind erwartete Folgen des ASE-Regimes, das die Strahlungsrekombination beschleunigt und es ihr somit ermöglicht, besser mit nichtstrahlenden Prozessen zu konkurrieren.

Abschließend demonstrieren wir 1S- und 1P-ASE mit einem elektrisch angeregten Verstärkungsmedium aus lösungsgegossenen kolloidalen QDs. Dieser Fortschritt wurde durch hervorragende optische Verstärkungseigenschaften von CCG-QDs und einen speziell entwickelten Gerätestapel ermöglicht, der einen verlustarmen photonischen Wellenleiter enthält. Dieser Wellenleiter wird durch den unteren DBR und den oberen Ag-Spiegel gebildet, die das QD-Medium und die angrenzenden Ladungstransport-/Injektionsschichten flankieren. Die Verwendung des BRW ermöglicht es uns, das optische Feldprofil so zu gestalten, dass optische Verluste in ladungsleitenden Schichten reduziert und die Modenbeschränkung im QD-Medium verbessert werden. Diese ASE-Dioden weisen eine starke Kantenemission mit einer sofortigen Ausgangsleistung von bis zu 170 μW auf, obwohl sie keine seitliche optische Begrenzung innerhalb des verstärkungsaktiven Bereichs haben und keine technische Lichtauskopplung nutzen. Der nächste wichtige Meilenstein – die Realisierung eines QD-Laseroszillators – kann erreicht werden, indem die entwickelten Strukturen durch einen optischen Resonator ergänzt werden, der beispielsweise entweder als in der Ebene verteiltes Rückkopplungsgitter oder als durch Kantenreflektoren gebildeter Fabry-Pérot-Hohlraum implementiert ist.

Cadmiumacetat-Dihydrat (Cd(CH3COO)2·2H2O, 98 %), Zinkacetat-Dihydrat (Zn(CH3COO)2·2H2O, 99,99 %), Selen (Schrot, 2–6 mm, 99,998 %) und Schwefel (99,999 %) wurden von Alfa Aesar gekauft. Ölsäure (OA, 90 %), 1-Octadecen (ODE, 90 %), Toluol (wasserfrei, 99,8 %), Chloroform (wasserfrei, 99 %), 2-Propanol (wasserfrei, 99,5 %), Ethanolamin (99,5 %) und Oktan (wasserfrei, 99 %) wurden von Sigma-Aldrich bezogen. Trioctylphosphin (TOP, 97 %) wurde von Strem bezogen. Ethanol (absolut, 200 Proof) wurde von Fisher Chemical bezogen. TFB und HAT-CN wurden von Lumtec gekauft. Silberpellets (Ag, 99,99 %) wurden von Kurt J. Lesker gekauft. Die Materialien wurden wie erhalten verwendet.

Die Synthese von CdSe/CdxZn1−xSe/ZnSe0,5S0,5/ZnS ccg-QDs wurde unter Verwendung von vier Vorläuferlösungen (A, B, C und D) durchgeführt. Lösung A wurde durch Mischen von 0,5 ml Cd-Oleat (0,5 M), 0,125 ml TOP-Se (2 M) und 0,375 ml ODE hergestellt. Die 0,5 M Cd-Oleat-Lösung wurde in einem Dreihalskolben durch Auflösen von 10 mmol Cd(CH3COO)2·2H2O in 10 ml OA und 10 ml ODE hergestellt. Die Cadmiummischung wurde 1 Stunde lang unter Vakuum bei 120 °C entgast und zur weiteren Verwendung unter Stickstoff bei 100 °C gehalten. Die 2 M TOP-Se-Lösung wurde in einer Handschuhbox durch Auflösen von 40 mmol Selen in 20 ml TOP hergestellt. Lösung B wurde durch Mischen von 1,25 ml Cd-Oleat (0,5 M), 1,25 ml TOP-Se (2 M) und 2,5 ml ODE hergestellt. Lösung C wurde durch Mischen von 1 ml ODE, 0,5 ml TOP-Se (2 M) und 0,5 ml TOP-S (2 M) hergestellt. Das 2 M TOP-S wurde in einer Handschuhbox durch Auflösen von 40 mmol Schwefel in 20 ml TOP hergestellt. Lösung D wurde durch Mischen von 0,5 ml ODE und 0,5 ml TOP-S (2 M) hergestellt.

Die Synthese der ccg-QDs begann mit der Herstellung von CdSe-Kernen. Zu diesem Zweck wurden 6 ml ODE und 0,2 ml Cd-Oleat (0,5 M) in einen 100-ml-Dreihalskolben gefüllt und 25 Minuten bei 120 °C entgast. Der Reaktionskolben wurde unter Stickstoff auf 310 °C erhitzt und 0,1 ml TOP-Se (2 M) wurden sofort in die Reaktion injiziert. Vierzig Sekunden nach der TOP-Se-Injektion wurde 20 Sekunden lang 1 ml TOP tropfenweise zugegeben. Innerhalb von 2 Minuten wurde 1 ml Lösung A kontinuierlich mit einer Geschwindigkeit von 5 ml pro Stunde über 12 Minuten in den Reaktionskolben gegeben.

Im nächsten Schritt wurden die vorgeformten Kernpartikel mit einer CdxZn1−xSe-Schicht mit abgestufter Zusammensetzung überzogen. Zu diesem Zweck wurden umgehend 2 ml Zn-Oleat-Lösung (0,5 M) bei einer Temperatur von 310 °C in den Reaktionskolben injiziert. Eine 0,5 M Zn-Oleat-Lösung wurde zuvor durch Mischen von 20 mmol Zn(CH3COO)2·2H2O, 20 ml OA und 20 ml ODE in einem Dreihalskolben hergestellt. Die Mischung wurde 1 Stunde lang unter Vakuum bei 130 °C entgast und dann bei 120 °C gehalten. Nach der Injektion von Zn-Oleat wurden 75 Minuten lang kontinuierlich 5 ml Lösung B mit einer Geschwindigkeit von 4 ml pro Stunde in den Reaktionskolben gegeben. Während der Zugabe von Lösung B wurde Zn-Oleat-Lösung (0,5 M) sofort dreimal bei 18,75, 52,5 und 67,5 Minuten in Mengen von 2, 4 bzw. 2 ml injiziert. Als nächstes wurde die ZnSe0,5S0,5-Schale auf der CdxZn1−xSe-Schicht aufgewachsen. Während dieser Reaktionsphase wurden 1,5 ml Lösung C kontinuierlich bei 310 °C mit einer Geschwindigkeit von 2 ml h−1 für 45 Minuten in den Reaktionskolben gegeben. Während der Zugabe von Lösung C wurde Zn-Oleat-Lösung (0,5 M) sofort dreimal nach 15, 30 und 45 Minuten in einer Menge von 1 ml pro Injektion injiziert. Die Partikel wurden mit einer dünnen ZnS-Schicht vervollständigt. 0,5 ml Lösung D wurden bei 310 °C kontinuierlich mit einer Geschwindigkeit von 1 ml h−1 30 Minuten lang in den Reaktionskolben gegeben. Während der Zugabe von Lösung D wurde sofort alle 15 Minuten einmalig 1 ml Zn-Oleat-Lösung (0,5 M) injiziert. Der Reaktionskolben wurde durch Entfernen des Heizmantels und Zugabe von 36 ml Chloroform bei 70 °C auf Raumtemperatur abgekühlt. Diese Synthese führte zu den ccg-QDs, die schematisch in Abb. 1a dargestellt sind.

Die synthetisierten ccg-QDs wurden mit Ethanol durch 5-minütiges Zentrifugieren bei 7.000 U/min und anschließendes Redispergieren in 10 ml Toluol gereinigt. Diese Lösungen wurden in spektroskopischen Messungen verwendet. Zur Geräteherstellung wurden ccg-QDs zusätzlich mit Acetonitril gewaschen. Bei diesem Verfahren wurden 2 ml ccg-QDs in Toluol mit 20 ml Acetonitril gemischt und 15 Minuten lang bei 9.000 U/min zentrifugiert. Der Waschschritt wurde noch zweimal wiederholt. Der Niederschlag wurde vollständig getrocknet und in Oktan erneut dispergiert, um die gewünschte Konzentration (typischerweise 20 mg ml−1) zu erhalten.

Mit L-ITO beschichtete Glassubstrate wurden von Thin Film Devices, Inc. gekauft. Das Glas/L-ITO-Substrat wurde unter Verwendung aufeinanderfolgender 10-minütiger Ultraschallschritte in Isopropylalkohol, Aceton und Ethanol gewaschen. Nach dem Reinigungsschritt wurde das Substrat mit einem N2-Gasgebläse getrocknet. Anschließend wurden 20 μl ccg-QD-Lösung (20 mg ml-1) 30 s lang bei 2.000 U/min auf das L-ITO-Substrat aufgeschleudert, um eine Monoschicht der ccg-QDs zu bilden. Dieses Verfahren wurde noch zweimal wiederholt, um einen Film herzustellen, der nominell drei ccg-QD-Monoschichten enthielt. Nach der Abscheidung wurde der ccg-QD-Film 10 Minuten lang bei 100 °C getempert. Zur Herstellung eines HTL wurden 10 mg TFB in 1 ml Chlorbenzol gelöst und 30 s lang bei 4.000 U/min auf die ccg-QD-Schicht aufgeschleudert, gefolgt von einem 20-minütigen Tempern bei 120 °C. Anschließend wurde eine 50 nm dicke LiF-Zwischenschicht durch thermische Verdampfung unter Verwendung einer Schattenmaske abgeschieden, die eine „stromfokussierende“ Apertur in Form des 30 μm breiten Schlitzes definierte. Anschließend wurde eine 100 nm dicke HIL aus HAT-CN durch thermische Verdampfung mit einer Abscheidungsrate von 0,2–0,3 Å s−1 abgeschieden. Das Gerät wurde mit einer 100 nm dicken Ag-Elektrode vervollständigt, die mittels thermischer Verdampfung (mit einer Geschwindigkeit von 1 Å s−1) durch eine Lochmaske mit einem 300 μm breiten Schlitz orthogonal zum Schlitz in der LiF-Zwischenschicht abgeschieden wurde . Dadurch konnten wir eine zweidimensionale Stromfokussierung erreichen und die Injektionsfläche auf 30 × 300 μm2 begrenzen. Wir möchten darauf hinweisen, dass sich der Lochinjektionsteil unserer Geräte von dem herkömmlicher QD-LEDs unterscheidet, die normalerweise eine Kombination aus MoOx-HIL und einem organischen HTL verwenden. Allerdings führt die Standard-HIL/HTL-Kombination zu großen optischen Verlusten, die hier durch das neue Design des Lochinjektionsgeräts abgemildert werden12,13.

BRW-Geräte wurden auf ITO-beschichteten DBR-Substraten montiert, die von Thin Film Devices, Inc. erworben wurden. Die Substrate wurden speziell angefertigt, um ihr Sperrband an die Emissionsspektren der ccg-QDs anzupassen. Insbesondere betrug ihr Reflexionskoeffizient > 95 % (normaler Einfall) über das Wellenlängenfenster von 490–690 nm (ergänzende Abbildung 4), das sowohl die 1S- als auch die 1P-Emissionsbande abdeckte (Abb. 1c). Der DBR bestand aus zehn Paaren Nb2O5- und SiO2-Schichten (60 nm bzw. 100 nm Dicke), die auf einem Glassubstrat hergestellt wurden. Auf der Nb2O5-Schicht des DBR wurde ein 50 nm dicker ITO-Film abgeschieden. Der resultierende mehrschichtige Stapel ist in der ergänzenden Abbildung 4 dargestellt. Die erworbenen ITO/DBR/Glas-Substrate wurden nach dem gleichen Verfahren wie bei Referenzgeräten gereinigt. Anschließend wurde ein ZnO-ETL mit einer Dicke von 50 nm durch ein Sol-Gel-Verfahren abgeschieden. Eine Sol-Gel-Lösung wurde hergestellt, indem 0,2 g Zinkacetat-Dihydrat (Zn(CH3COO)2·2H2O) und 56 mg Ethanolamin in 10 ml 2-Methoxyethanol (CH3OCH3CH3OH) gelöst wurden. Die Lösung wurde vor der Verwendung über Nacht gerührt. 300 μl eines Sol-Gel-Vorläufers wurden 50 s lang bei 3.000 U/min geschleudert und 2 h lang bei 200 °C in Umgebungsluft getempert. Anschließend wurden die aktive ccg-QD-Schicht und der Rest des Geräts mit den gleichen Schritten wie bei Referenz-LEDs vorbereitet (siehe vorheriger Abschnitt).

Alle hergestellten Geräte wurden bei Raumtemperatur an der Luft getestet. Für Kantenemissionsmessungen wurden die Geräte mit einer Diamantspitze über den Emissionsbereich gespalten. Im Bereich der elektrischen Anregung wurden die Geräte mit quadratischen Spannungsimpulsen angetrieben, die von einem Funktionsgenerator (Tektronix AFG320; Impulsamplitude bis zu 3,5 V) erzeugt wurden, gefolgt von einem Hochgeschwindigkeits-Bipolarverstärker (HSA4101, NF Corporation) mit 20 mal Spannungsverstärkung. Die an ein Gerät angelegte Spannung wurde mit einem Tektronix-Oszilloskop (TDS2024B) gemessen, das an den Überwachungsanschluss des Verstärkers angeschlossen war. Der erzeugte Übergangsstrom wurde durch Überwachung des Spannungsabfalls an einem 10-Ω-Lastwiderstand am Stromrücklauf gemessen (ergänzende Abbildung 5).

Sowohl Kantenemissions- als auch Frontemissionsspektren wurden mit einem Czerny-Turner-Spektrographen (Acton SpectraPro 300i) erfasst, der Licht in der Brennebene einer mit flüssigem Stickstoff gekühlten CCD-Kamera (Roper Scientific) oder einer Faser streute -gekoppeltes Ocean Optics USB 2000-Spektrometer (Abb. 1e,f, Abb. 3b und erweiterte Daten Abb. 10). Die spektralen Auflösungen betrugen 0,1 nm bzw. 0,4 nm. Die optische Leistung der Kantenemission wurde mit einem Standard-Leistungsmessgerät auf Fotodiodenbasis (Thorlabs S120VC mit einer aktiven Fläche von 73 mm2) gemessen. Der Kopf des Leistungsmessers wurde 1 cm von der gespaltenen Kante des Geräts entfernt positioniert (Abb. 4a). Der EQE wurde auf der Grundlage der während des Spannungsimpulses abgegebenen momentanen Ausgangsleistung (Pout) und des Antriebsstroms (I) unter Verwendung des folgenden Ausdrucks ermittelt:

Dabei ist hv die aus den gemessenen EL-Spektren berechnete gemittelte Energie der kantenemittierten Photonen und e die Elementarladung.

Optische Absorptions- und PL-Messungen wurden an ccg-QD/Toluol-Lösungen durchgeführt, die in 1 mm dicke Quarzküvetten geladen wurden. Die Absorptionsspektren wurden mit einem Ultraviolett-sichtbaren Rasterspektrometer (Lambda 950, Perkin Elmer) gesammelt. In den PL-Lebensdauerstudien wurde eine ccg-QD-Probe mit Impulsen von 3,1 eV und 40 fs bei einer Wiederholungsrate von 250 kHz angeregt, die von einem frequenzverdoppelten Ti:Saphir-Laser (Mira-Oszillator und RegA-Verstärker, Coherent) abgeleitet wurden. Die Laserimpulse wurden auf die Probe in einem Punkt mit 100 µm Durchmesser fokussiert. Der emittierte PL wurde in der Richtung senkrecht zur Probenebene gesammelt, mit einem Czerny-Turner-Spektrographen (Acton SpectraPro 300i) mit Austrittsspalt spektral selektiert und mit einem fasergekoppelten supraleitenden Nanodraht-Einzelphotonendetektor (Opus One, Quantum) detektiert Opus), gefolgt von einem zeitkorrelierten Einzelphotonenzählgerät (PicoQuant PicoHarp). Der PL wurde am Maximum des 1S-PL-Peaks mit einer Bandbreite von 2 nm gemessen; Die zeitliche Auflösung des Aufbaus betrug 70 ps.

Für transiente Absorptionsstudien (TA) wurden ccg-QDs in Toluol verdünnt und in eine 1 mm dicke Quarzküvette geladen, um eine optische Dichte von etwa 0,2 bei 2,4 eV zu erreichen. Die Probe wurde während der Messungen kontinuierlich gerührt, um eine unkontrollierte Photoaufladung zu vermeiden. Ein selbstgebauter Pump-Probe-TA-Aufbau verwendete einen regenerativ verstärkten Femtosekunden-Ytterbium-dotierten Kaliumgadoliniumwolframat-Laser (Yb:KGW) (PHAROS, Light Conversion), der Impulse mit 190 fs und 1.030 nm (1,2 eV) erzeugte. Die Wiederholungsrate wurde auf 500 Hz eingestellt. Die Laserleistung wurde in einen Pump- und einen Sondenkanal aufgeteilt. Das Signal im Pumpenarm wurde in einem BBO-Kristall frequenzverdoppelt, um Impulse mit 110 fs und 515 nm (2,4 eV) zu erzeugen. Der Pumpstrahl wurde auf die Probe in einem 130-µm-Punkt fokussiert. Die über eine Verzögerungsleitung übertragenen Sondenimpulse wurden auf eine Saphirplatte fokussiert, um ein Weißlicht-Superkontinuum zu erzeugen, das dann auf die Probe in einem 80-µm-Punkt fokussiert wurde, der die Mitte des durch die Pumpimpulse angeregten Probenbereichs überlappte. Ein mechanischer Zerhacker im Pumpenarm blockierte jeden zweiten Impuls einer Pumpen-Impuls-Sequenz. Die gesendeten Sondenimpulse wurden mit einem mit dem Chopper synchronisierten Avantes AvaSpec-ULS1350F-USB2-Spektrometer analysiert. Die pumpeninduzierten Änderungen des Absorptionskoeffizienten einer ccg-QD-Probe (Δα = α − α0, wobei α und α0 die Absorptionskoeffizienten im angeregten bzw. Grundzustand sind) wurden als Funktion der Pumpfluenzen erfasst ( abgestimmt von 3 µJ cm−2 bis 6 mJ cm−2) und Pump-Probe-Verzögerung (variiert von −5 ps bis 4,5 ns).

Der „Chirp“ der Weißlicht-Superkontinuumssonde wurde analysiert und mithilfe der in Lit. beschriebenen Verfahren berücksichtigt. 36. Der Pumppegel wurde anhand der Pro-Puls-Fluenz (wp) bewertet. Die durchschnittliche exzitonische Besetzung pro Punkt, die durch den Pumpimpuls erzeugt wird, wurde aus ⟨N⟩ = σpwp/hvp abgeleitet, wobei hvp die Pumpphotonenenergie und σp der entsprechende ccg-QD-Absorptionsquerschnitt ist. Der Wert von σp wurde aus einer Poisson-Analyse von wp-abhängigen TA-Signalen mit langer Verzögerung nach dem Verfahren von Ref. bestimmt. 37. Zweidimensionale optische Verstärkungskarten im Photonenenergie-Verzögerungszeit-Raum (hv-t) wurden durch Berechnen der Absorption im angeregten Zustand aus α(hv,t) = α0(hv) + Δα(hv,t) erhalten. . In dieser Darstellung erscheint der optische Gewinn als Merkmale mit α(hv,t) < 0.

In dieser Arbeit verwenden wir mehrere Metriken zur Bewertung des optischen Gewinns, darunter Materialgewinn, Modalgewinn und Nettogewinn. Wir definieren die Materialverstärkung (Gmat) als den Verstärkungskoeffizienten eines unendlich dicken, dicht gepackten QD-Films. Der entsprechende Modenbeschränkungsfaktor des QD-Mediums (ΓQD) beträgt 1. Die Modalverstärkung (Gmod) ist der Verstärkungskoeffizient eines QD-Films mit einer endgültigen Dicke. Es bezieht sich auf Gmat durch Gmod = ΓQDGmat, wobei ΓQD der Modenbeschränkungsfaktor des QD-Films ist, der kleiner als 1 ist. Die Nettoverstärkung (Gnet) entspricht dem Gesamtverstärkungskoeffizienten eines Geräts, der optische Verluste berücksichtigt: Gnet = Gmod − αloss, wobei αloss der optische Verlustkoeffizient ist.

Ein ccg-QD-Film oder ein gespaltenes Elektrolumineszenzgerät wurde in der Brennebene einer Zylinderlinse mit einer Brennweite von 10 cm montiert. Femtosekundenpulse (110 fs Dauer, 3,6 eV Photonenenergie, 100 Hz Wiederholungsrate) von einem dreifachen Yb:KGW-Laser (PHAROS, Light Conversion) wurden auf die Probe in einem 1,7 mm langen Streifen orthogonal zur Probe fokussiert Rand. Die Streifenbreite betrug etwa 40 µm. Das von der Kante emittierte Licht wurde mit einem Bildgebungssystem gesammelt und mit einem Czerny-Turner-Spektrographen (Acton SpectraPro 300i) analysiert, der an eine mit flüssigem Stickstoff gekühlte CCD-Kamera (Roper Scientific) gekoppelt war. Bei VSL-Messungen wurde die Länge des angeregten Streifens (l) durch Bewegen einer Rasierklinge im Pumpstrahl variiert (Abb. 3e und ergänzende Abb. 3). Um den optischen Nettogewinn (Gnet) zu bestimmen, wurde die Intensität des von der Kante emittierten Lichts (Iedge) an Iedge = B(exp(Gnetl) − 1)/Gnet + Cl angepasst, wobei B und C l-unabhängige Konstanten waren.

Um die zeitliche Kohärenz einer Geräteausgabe zu charakterisieren, wurde kantenemittiertes Licht gesammelt und mit einem Objektiv (Olympus PLN 10X) kollimiert und in ein Michelson-Interferometer gesendet. Ein linearer Polarisator wurde verwendet, um entweder ASE oder spontane Emission auszuwählen. Der Strahl wurde mithilfe eines nicht polarisierenden 50/50-Strahlteilers auf zwei Arme aufgeteilt und mithilfe flacher Spiegel reflektiert. Ein Spiegel wurde auf einem einachsigen Lineartisch (Aerotech ANT130L) montiert, was eine genaue Steuerung der Zeitverzögerung zwischen den beiden Armen ermöglichte. Die Ausgangsstrahlen wurden mit einem Objektiv (Olympus PLN 10X) gesammelt und mit einer Lawinenfotodiode (Micro Photon Devices PDM-Serie) erfasst. Zur Aufzeichnung der Intensität des Interferenzmusters wurde ein zeitmarkierter, zeitaufgelöster Modus verwendet, der von einem zeitkorrelierten Einzelphotonen-Zählmodul (PicoQuant HydraHarp 400) bereitgestellt wurde.

Weitere Informationen zum Forschungsdesign finden Sie in der mit diesem Artikel verlinkten Nature Portfolio Reporting Summary.

Die Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf begründete Anfrage bei den Autoren erhältlich.

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Dieses Projekt wurde vom Laboratory Directed Research & Development (LDRD)-Programm des Los Alamos National Laboratory im Rahmen der Projekte 20230352ER und 20210176ER unterstützt. NA und VP danken für die Unterstützung durch ein Postdoktorandenstipendium eines LANL-Direktors.

Team für Nanotechnologie und fortgeschrittene Spektroskopie, C-PCS, Chemieabteilung, Los Alamos National Laboratory, Los Alamos, NM, USA

Namyoung Ahn, Clement Livache, Valerio Pinchetti, Heeyoung Jung, Ho Jin, Donghyo Hahm, Young-Shin Park & Victor I. Klimov

Zentrum für Hochtechnologiematerialien, Universität von New Mexico, Albuquerque, NM, USA

Heeyoung Jung & Ho Jin

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VIK initiierte die Studie, analysierte die Daten und koordinierte die Durchführung des Projekts. NA entwarf und fertigte Elektrolumineszenzgeräte mit und ohne BRW und charakterisierte ihre EL-Leistung mit Hilfe von CLNA. Außerdem führte sie COMSOL-Photoniksimulationen der untersuchten Geräte durch. Das in den BRW-Geräten verwendete DBR-Substrat wurde von H. Jung entworfen. H.Jin synthetisierte die ccg-QDs. CL und VP führten TA- und ASE-Messungen der ccg-QDs und EL-fähigen Geräte durch und analysierten die Daten zusammen mit NA und Y.-SP Michelson-Interferometriemessungen wurden von NA, CL und DHVIK durchgeführt und NA schrieb das Manuskript mit Input von alle Mitautoren.

Korrespondenz mit Victor I. Klimov.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature dankt den anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

a: Die EL-Spektren des Referenzgeräts (Abb. 1f) werden mithilfe von drei Lorentz-Banden entfaltet, die den Übergängen 1Se–1Shh, 1Se–1Slh und 1Pe–1Phh entsprechen. Dieses Verfahren wird auf die EL-Spektren angewendet, die bei j = 41 A cm−2 (links), 632 A cm−2 (Mitte) und 1.019 A cm−2 (rechts) gemessen wurden. b, Die durchschnittliche exzitonische QD-Belegung ⟨N⟩ im Volumen des aktiven Geräts als Funktion der Stromdichte. Symbole sind experimentelle Werte von ⟨N⟩, die aus dem gemessenen Verhältnis der 1P- und 1S-EL-Intensitäten erhalten wurden10. Bei der Linie handelt es sich um Berechnungen, die mit dem Modell von Ref. durchgeführt wurden. 10. Gemäß dieser Analyse erreicht ⟨N⟩ 7,4 bei j = 1.019 A cm−2. Dies liegt über den Verstärkungsschwellen sowohl für den 1S- als auch für den 1P-Übergang10,12. au, beliebige Einheiten.

a: Die Spektren der kantenemittierten und oberflächenemittierten EL (obere bzw. untere Teilplatten) des Referenzgeräts (Einschübe veranschaulichen die Konfiguration der Messungen) zeigen keine offensichtlichen qualitativen Unterschiede (das Gerät wird bei 920 A cm betrieben). −2). Darüber hinaus ist die Kantenemission etwa 50-mal schwächer als die Oberflächenemission. b: Im Gegensatz dazu zeigt das BRW-Gerät einen erheblichen Unterschied in der Spektralform von kantenemittiertem und oberflächenemittierendem EL (obere bzw. untere Subpanels); j = 730 A cm−2. Darüber hinaus ist die Kantenemission etwa doppelt so intensiv wie die Oberflächenemission. Das Spektrum der kantenemittierten EL wird von 1S- und 1P-ASE-Merkmalen dominiert, während die Oberflächenemission aufgrund eines vertikalen Fabry-Pérot-Hohlraums, der durch den unteren DBR und den oberen Silberspiegel gebildet wird, einen einzelnen schmalen Peak bei 2,05 eV aufweist. au, beliebige Einheiten.

a: Konturkarten eines TE-Feldes des grundlegenden TIR-Modus (oben) und des BRW-Modus (unten), unterstützt durch die Struktur mit dem transversalen DBR-Ag-Hohlraum. Das optische Feld des BRW-Modus ist hauptsächlich auf die Geräteschicht (Wellenleiterkern) beschränkt, während sich der TIR-Modus an der Schnittstelle zwischen Gerät und DBR konzentriert und in den DBR eindringt. b, Die berechnete ω-β-Dispersion (ω ist die Photonenkreisfrequenz und β ist der Modul des Wellenvektors) der in der BRW-Struktur zulässigen TE-Moden (im Einschub dargestellt). In diesem Fall sind die Materialien mit dem höchsten (n2) und dem niedrigsten (n1) Index des Wellenleiters Nb2O5 bzw. SiO2. Für neff (= βc/ω) > n2 gibt es keine Wellenleitermoden, was dem „Cut-off“-Regime entspricht. Im Bereich n1 < neff < n2 (rot schattierter Bereich) werden aufgrund von Reflexionen an verschiedenen Schichten des dicken DBR-Stapels mehrere TIR-Moden vom Wellenleiter unterstützt. Der Bereich neff < n1 entspricht einer photonischen Bandlücke oder einem Stoppband, das durch das Reflexionsspektrum des DBR (violette Linie) definiert wird. Im Stoppband der photonischen Struktur befindet sich ein BRW-Modus (blaue Linie). c, Ein Vergleich der Parameter des geführten Modus zwischen den Modi TE0 TIR (rosa) und BRW (orange) der DBR-basierten Struktur (Abb. 2b) und dem TE0 TIR-Modus (rot) des Referenzgeräts (Abb. 2a). Zu den berechneten Parametern gehören die effektiven Brechungsindizes (neff), die Modalwinkel (θm), die Modenbeschränkungsfaktoren für die ccg-QD-Schicht (ΓQD) und die optischen Verlustkoeffizienten (αloss).

Die spektralen Abhängigkeiten des effektiven Brechungsindex (a), des Modalwinkels (b), des Modenbeschränkungsfaktors für die ccg-QD-Schicht (c) und des optischen Verlustkoeffizienten (d) für das Referenzgerät (bezeichnet als „Ref“) ) und die TIR- und BRW-Modi (bezeichnet als „TE0“ bzw. „BRW“) des BRW-Geräts.

a, Kantenemittierte EL-Spektren des BRW-Geräts als Funktion von j. Das untere Unterfeld zeigt „rohe“ (nicht normalisierte) experimentelle Spektren. Das obere Unterfeld zeigt die normalisierten Spektren, die so skaliert sind, dass sie der Amplitude des 1S-Spontanemissionsmerkmals entsprechen (aufgrund eines hohen Rauschpegels unterhalb der ASE-Schwelle präsentieren wir die gemessenen Spektren mithilfe von Zweiband-Gauß-Anpassungen). Die normalisierten Spektren zeigen deutlich die Entstehung einer scharfen 1S ASE-Bande. b, Ähnliche Datensätze für oberflächenemittierte EL desselben Geräts. Der EL wird von einem Vertical-Cavity-Modus bei 1,84 eV dominiert. Aufgrund der größeren Dicke des in den vorliegenden Messungen getesteten Geräts ist es im Vergleich zu dem in den erweiterten Daten in Abb. 2b gezeigten Gerät rotverschoben. Das Merkmal um 1,77 eV resultiert aus der Lichtleckage durch den DBR (siehe ergänzende Abbildung 4). Im Gegensatz zur kantenemittierten EL zeigt das oberflächenemittierte Signal ein spektral gleichmäßiges Wachstum mit zunehmenden Jau, willkürlichen Einheiten.

Aufgrund des „verlustbehafteten“ Charakters der TM-Moden (stark gedämpft durch die Silberelektrode) tritt ASE aufgrund der verlustarmen TE-Moden auf. Die spontane Emission weist keine bevorzugte Polarisation auf. Daher ermöglicht uns die Verwendung eines TE-Polarisators, schmalbandige ASE-Merkmale gegenüber breitbandiger spontaner Emission hervorzuheben. Infolgedessen werden die bei hohen Stromdichten (j > 200 A cm−2) gemessenen EL-Spektren von schmalen 1S- und 1P-ASE-Peaks dominiert. Der deutliche Unterschied dieser Spektren zu denen der Referenzgeräte (Abb. 1f und Extended Data Abb. 1a) ist eine weitere Bestätigung des in unseren BRW-Geräten realisierten ASE-Effekts. au, beliebige Einheiten.

a: Kantenemittierte EL-Spektren des BRW-Geräts, das bei etwa 100 A cm-2 betrieben wird, aufgenommen durch einen linearen Polarisator, dessen Polarisationsrichtung von 90° (vertikale Polarisation; TE-Modus) bis 0° (horizontale Polarisation; TM-Modus) variiert. Die gestrichelten schwarzen Linien bei 1,93, 1,98 und 2,08 eV entsprechen den Maxima der Merkmale 1S ASE, 1S spontane Emission bzw. 1P ASE. Polarisationsabhängige Änderungen in der EL-Spektralform weisen darauf hin, dass sowohl die 1S- als auch die 1P-ASE-Bande stark TE-polarisiert sind. b, Die Amplituden der 1S ASE-Bänder (rote Kreise) und 1P ASE-Bänder (grüne Kreise) als Funktion des Polarisationswinkels (α). Die Messung eines Datenpunkts dauerte etwa 1 Minute und die Erfassung des gesamten Datensatzes dauerte etwa 36 Minuten. Während der Messungen kam es zu einer gewissen Signalverschlechterung, die insbesondere zu einer Drift einer Basislinie führte. c, Die gleichen Messungen wurden mit Polarkoordinaten aufgezeichnet. Die experimentellen Daten (Symbole; gleiche Farben wie in b) stimmen gut mit der theoretischen sin2α-Abhängigkeit überein, die für TE-polarisiertes Licht erwartet wird (gestrichelte schwarze Linie). au, beliebige Einheiten.

a, Interferogramm des 1S ASE-Bandes des BRW-Geräts, betrieben mit etwa 100 A cm−2. Das von der Kante emittierte Licht wird über eine Faser in ein Michelson-Interferometer eingekoppelt, das aus einem Würfelstrahlteiler, einem festen Arm und einem Arm mit variabler Länge besteht, der von einem piezoelektrischen Tisch gesteuert wird. Das Interferenzsignal wird mit einer Si-Avalanche-Photodiode detektiert. 1S ASE wird mithilfe eines 620-nm- (oder 2-eV-) Langpassfilters und eines linearen Polarisators isoliert, der auf die „vertikale“ (TE) Polarisation eingestellt ist (Abb. 3d, links). b: Aus dem Interferogramm in a extrahierte Streifensichtbarkeit (schwarze Symbole) als Funktion der Zeitverzögerung zwischen den beiden Armen des Interferometers. Eine exponentielle Anpassung der experimentellen Daten (rote Linie) ergibt eine Kohärenzzeit τc von 47 fs. c,d Die interferometrischen Messungen für die „horizontale“ (TM) Polarisation, bei der ASE unterdrückt ist (Abb. 3d, links), ergeben eine deutlich kürzere Kohärenzzeit von 16 fs. Der beobachtete polarisationsabhängige dreifache Unterschied in τc weist auf das Vorhandensein von zwei Teilmengen von Photonen mit unterschiedlichen zeitlichen Kohärenzen hin. Wie für den ASE-Effekt erwartet, weisen die durch stimulierte Emission erzeugten Photonen (sie dominieren das von der Kante emittierte TE-polarisierte Licht) ein längeres τc im Vergleich zu Photonen auf, die durch spontane Emission erzeugt werden (sie dominieren das von der Kante emittierte TM-polarisierte Licht). Die gemessenen Kohärenzzeiten stimmen mit denen überein, die aus τc ≈ (πΔν)−1 abgeleitet werden, wobei Δν die Emissionslinienbreite im Frequenzbereich ist. Basierend auf den Linienbreiten der 1S-Spontan- und ASE-Banden (jeweils 82 bis 30 meV für die in den Kohärenzstudien verwendete Probe) betragen die geschätzten Kohärenzzeiten 16 fs und 44 fs. Beide Werte stimmen hervorragend mit den Ergebnissen der interferometrischen Messungen (16 fs bzw. 47 fs) überein.

a, Die Abhängigkeit der Stromdichte (linke Achse, offene Rauten) und der Ausgangsleistung (rechte Achse, blaue Kreise) eines ungekapselten BRW-Geräts von der Betriebszeit bei Anregung mit 10-V-, 1-µs-Impulsen bei 1 kHz. Die Daten wurden im Abstand von 1 Minute aufgezeichnet. Die im Diagramm angezeigten Datenpunkte (getrennt durch 10-Minuten-Intervalle) sind Durchschnittswerte aus zehn Messungen. Während der ersten 2 Stunden nahm die Ausgangsintensität nur um 9 % ab. Eine langsame Abnahme der Ausgangsleistung und der Stromdichte hielt für die nächsten 2 Stunden an, bis schließlich ein Geräteausfall auftrat. Auf Basis dieser Messungen betrug die charakteristische T75-Zeit 2,7 h (T75 bezeichnet die Zeit, bei der die Geräteleistung auf 75 % ihres ursprünglichen Wertes absinkt). b: Die EL-Spektren zu Beginn des Tests zeigen deutliche 1S- und 1P-ASE-Merkmale. c, Diese Funktionen bleiben nach 2 Stunden ununterbrochenem Gerätebetrieb erhalten. au, beliebige Einheiten.

a–d, Eigenschaften von vier Geräten aus vier verschiedenen Chips (jeder Chip enthält acht Geräte). Die Daten sind in vier Spalten organisiert, eine Spalte pro Gerät. Die obere Reihe zeigt die j-V-Kurven (schwarze Linien) und die V-abhängige Kantenemissionsintensität (rechte Achse, blaue Linien). Die mittlere Reihe zeigt EL-Spektren mit markanten 1S- und 1P-ASE-Banden. Die untere Reihe zeigt die Abhängigkeit der 1S-Bandbreite von j, die eine für den Übergang zum ASE-Regime typische „Linienverengung“ aufweist. Es besteht eine hervorragende Konsistenz zwischen allen angezeigten Datensätzen. e, Die Analyse der Variabilität einer Einschaltspannung (links), eines 1S ASE-Schwellenwerts (Mitte) und einer 1S ASE-Linienbreite von Gerät zu Gerät. Die Histogramme wurden auf Basis der Messungen von 11 Geräten erstellt. Die Durchschnittswerte der gemessenen Parameter und die Standardabweichungen sind in der Abbildung angegeben. Bei der Einschaltspannung und der ASE-Linienbreite betragen die Standardabweichungen 22 % bzw. 25 % vom Mittelwert. Die für den ASE-Schwellenwert beobachtete größere Abweichung (ca. 52 %) kann auf die hohe Empfindlichkeit von jth,ASE gegenüber Variationen der Ausbreitungsverluste von Gerät zu Gerät und einen unterschiedlichen Ladungsgrad einer aktiven QD-Schicht zurückgeführt werden. au, beliebige Einheiten.

Diese Datei enthält zwei ergänzende Anmerkungen, ergänzende Abbildungen 1–9 und zusätzliche Referenzen, die die im Haupttext präsentierten Daten und Diskussionen erweitern und unterstützen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Ahn, N., Livache, C., Pinchetti, V. et al. Elektrisch angetriebene verstärkte spontane Emission von kolloidalen Quantenpunkten. Natur 617, 79–85 (2023). https://doi.org/10.1038/s41586-023-05855-6

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Eingegangen: 03. August 2022

Angenommen: 16. Februar 2023

Veröffentlicht: 03. Mai 2023

Ausgabedatum: 04. Mai 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-023-05855-6

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