結果與討論 - 利用奈米結構和光子晶體研製雷射和光源(3/3)

第二種反競爭效應則是在圖三的波長可調式雷射架構裡觀察到。這個波長可調的外共振腔雷射裡所使用的量子點元件，是與前一個實驗是相同的，但元件並沒有鍍上抗反射鍍膜，所以這一顆元件不需要外加共振腔就可以產生雷射共振，雷射的臨界電流是18.1 mA，

雷射自己共振時的的輸出波長是在 1250 nm。圖三中左側是外部回授的光路，僅使用一個光柵把要回授的光反射回波導，以在所要的波長產生雷射光。圖三中右側則是雷射的輸出，

被用來測量輸出頻譜以及輸出功率。

Fabry- Perot LD

measurement Grating

K43-749 Collimator

圖三觀察第二種反競爭效應所用的外共振腔雷射

四、結果與討論

藍光發光元件的製作結果:

在元件的製作上我們以旋轉塗佈的方式進行，首先我們以適當的參數將氧化鋅奈米粒子與TPD、PMMA 溶於氯仿再旋轉塗佈於 ITO 玻璃上製作薄膜，其中 PMMA 是為了增加薄膜的成膜性[20]，結果如圖四(a)所示(100x 光學顯微鏡影像)，可看到氧化鋅奈米粒子會聚集成一條條的島狀結構，使得氧化鋅奈米粒子分佈不均，因此我們再修正製作參數，

將溶液換成氯仿與甲苯的混合物，這是為了要讓氧化鋅奈米粒子與 PMMA:TPD 在溶液的溶解度差異更明顯，所製作的薄膜如圖四b 所示(100x 光學顯微鏡影像)，可觀察到氧化鋅奈米粒子的分佈非常均勻，為了比較不同參數對相分離變化，我們以共焦顯微鏡做進一步深入的觀察，我們將圖四(b)的薄膜，分別於薄膜表面及表面下 1000 nm 處以共焦顯微鏡做 x-y 平面的掃描，如圖五(a)(表面)與五(b)(表面下 1000 nm)，我們可明顯觀察到氧化鋅奈米粒子大量集中在薄膜的上層，我們所推測的薄膜分佈如圖六(a)所示，氧化鋅奈米粒子與 PMMA:TPD 分離為二層結構，之後我們再以共焦顯微鏡對此薄膜進行剖面觀察，如圖六(b) 所示，這與我們所推測的完全吻合，大部分的氧化鋅奈米粒子分佈於薄膜上層與 PMMA:TPD 分離，不過要達到上述相分離的條件並不容易，這必須選擇適當的氧化鋅奈米粒子與TPD、PMMA 之間的相對比例、適當溶液的重量百分濃度、溶液選擇、旋轉塗佈速度…等，才能達到相分離的效果，如圖六(c)所示如果參數不適當氧化鋅奈米粒子與 PMMA:TPD 將不會分離，氧化鋅奈米粒子會聚集成塊狀結構。

圖四. (a)100x 光學顯微鏡影像，以氯仿做為溶液的氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜;

(b)100x 光學顯微鏡影像，以氯仿+甲苯做為溶液的氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜

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圖五. (a)共焦顯微鏡 x-y 平面影像，氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜之表面; (b)共焦顯微鏡x-y 平面影像，氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜表面下 1000nm

圖六. (a)氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜之結構圖; (b)共焦顯微鏡剖面影像，有相分離的氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜; (c)共焦顯微鏡剖面影像，沒有相分離的氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜

圖七為元件的電流對電壓圖，當該元件為相分離的薄膜時，其電流電壓行為為曲線a，

其驅動電壓約在5 伏特，若是沒有相分離的元件其表現為曲線(b)，完全沒有整流特性，因此相分離對於元件的電流對電壓特性非常的重要。

圖八為元件的電激發光頻譜，以90 nm 的氧化鋅奈米粒子製作的發光元件，可看到其電激發光頻譜在392 nm 的位置有著非常陡峭的波峰，半高寬約為 35 nm 這是由於氧化鋅奈米粒子沒有表面氧空缺的影響，因此所獲的波長即是對應氧化鋅的能隙(3.3 eV)，同樣的此相分離參數也可應用於不同大小的氧化鋅奈米粒子，我們以20 nm 的氧化鋅奈米粒子製作發光元件，其有著較寬的發光頻譜，發光範圍幾乎含蓋整個可見光範圍，這是由於 20 nm 的氧化鋅奈米粒子由於其表面積對體積比較大，使得表面效應增加，因此造成氧化鋅奈米粒子表面氧空缺大幅增加，因此藉著不同大小的氧化鋅奈米粒子我們所得到的電激發光頻譜也明顯的不同，其中插圖為90 nm 的氧化鋅奈米粒子發光元件的電激發光照片。

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圖七. 氧化鋅電激發光元件之 I-V 曲線

圖八. 氧化鋅電激發光元件之發光頻譜

在實驗中我們所使用的材料有電洞傳輸層TPD，不過 TPD 並未參與發光的貢獻，元件發光原理如圖九所示，其中 TPD 是單純的電洞傳輸角色[16]，當電洞由 ITO 注入 TPD 的 HOMO(highest occupied of molecular orbital)再傳遞至氧化鋅奈米粒子，而電子由陰極 Al 注入氧化鋅的LUMO(lowest unoccupied of molecular orbital)，最後電子電洞對在氧化鋅奈米粒子結合而形成exciton，因此對於 ITO/PMMA:TPD:ZnO/Al 發光元件，所獲的的頻譜是完全對應於氧化鋅奈米粒子。

值得一提的是我們所製作的氧化鋅奈米粒子的電激發光元件與以往用氧化鋅奈米線所做的電激發光元件很大的不同是，我們的氧化鋅奈米粒子的電激發光元件所獲得的電激發光頻譜幾乎是對應於氧化鋅的能隙(392 nm)，不像以往氧化鋅奈米線的電激發光元件會有以長波長為主的頻譜[10-13]。

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圖九. 氧化鋅奈米粒子/有機材料複合薄膜之發光元件能階圖

第一種反競爭效應的實驗結果與討論:

我們把圖二這個外共振腔雙波長雷射的其中一個共振腔調整在 1170 nm，對應於激發態的發光波長，另一個共振腔調整在 1250 nm，對應於基態的發光波長，以可調式衰減片調變1170 nm 雷射共振腔的損耗，來改變 1170 nm 雷射光的輸出強度，然後同時計錄兩道雷射光的強度變化，得到如圖十(a)的結果。從圖十(a)我們可以看到，隨著 1170 nm 雷射強度的增加，1250 nm 雷射的強度也跟著增加。也就是說，當 1170 nm 雷射光消耗掉更多載子時，1250 nm 雷射也得到更多的載子，這是個不平常的現象，因為在注入電流固定的情況下，可用之載子是不會變多的，有人多用，有人就有會少得。

反競爭現象僅發生在激發態的雷射強度被調變時，如果是以可調式衰減片調變基態雷射光(1250 nm)的輸出強度，則只會看到一般常發生的競爭現象，譬如圖十(b)，隨著 1250 nm 雷射強度的增加，1170 nm 雷射的強度隨之下降，也就是說，當 1250 nm 雷射光消耗掉更多載子時，1170 nm 雷射可以得到載子減少。

0.0 0.1 0.2

1.1 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6

m=0.64

m=0.95

m=1.0

(a) power of 1170 nm laser controlled by filter

pow er o f 1 250 nm la s e r (m W )

power of 1170nm laser (mW)

63 mA 70 mA 75 mA 80 mA m=0.79

(a)

9

power of 1170 nm laser (mW)

power of 1250 nm laser (mW)

(b) power of 1250 nm laser controlled by filter

m= -0.21

(b)

圖十量子點雙波長雷射在 63 mA 到 80 mA 之間的競爭以及反競爭曲線，基態雷射波長 1250 nm，激發態雷射波長 1170 nm。(a)以衰減片調變激發態雷射強度。(b)以衰減片調變基態雷射強度。

這個反常現象的成因，可以由下面的理論解釋。因為元件裡每一個量子點的大小不盡相同，所以量子點的量子化發光波長並不相同，單一元件裡每一個量子點的量子化能態所對應的光子能量其涵蓋的範圍可以到20 meV(25 nm)以上，這稱作非均勻加寬。然而，單一個量子點所貢獻的增益頻譜其均勻加寬(homogeneous broadening)則是在 7 meV 到 16 meV(8 nm 到 20 nm)之間，比非均勻加寬所涵蓋的範圍小的多。在另一方面，波長可調雷

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十(b)競爭效應。在這些能夠提供增益給激發態雷射的量子點裡(Dot 2) ，其基態是被載子充滿的，所以只能提供增益給在基態波長(1250 nm)的雷射輸出，而不會吸收在基態波長(1250 nm)的雷射。當基態波長(1250 nm)的雷射輸出增強時，在 Dot1 與 Dot 2 這兩類量子點裡的基態載子只可能會被消耗，所以在激發態的載子數目也會減少，結果提供給激發態雷射的增益就會減少，形成競爭效應。

圖十一第一種反競爭效應的發生機制

從圖十(a)中還可以看到，反競爭曲線的斜率隨著注入電流增加而減小，這可以用 Dot1 這一類的量子點吸收 1170 nm 雷射光的效率改變來解釋。圖十二(a) 與圖十二(b)是當元件內只有1250 nm 雷射，沒有 1170 nm 雷射時的基態載子分佈以及激發態載子分佈，圖十二 (a) 是注入電流較小的情況，圖十二(b)則是注入電流較大的情況。當注入電流較大時，基態量子化發光波長在1250 nm 的量子點裡面的激發態載子會增多，所以量子點的激發態就不會吸收光子，使得反競爭效應減少。而當注入電流較小時，1250 nm 量子點裡面的激發態載子則會減少，所以量子點的激發態就更容易吸收光子，使得反競爭效應加強。

(a)

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(b)

圖十二當元件內只有1250 nm 雷射，沒有 1170 nm 雷射時的基態載子分佈以及激發態載子分佈，隨電流的變化。圖 2.14(a) 是注入電流較小的情況，圖 2.14(b)則是注入電流較大的情況。

圖十三(a) 至圖十三(f)是激發態雷射波長固定在 1170 nm，而基態雷射波長在 1240 nm 到1265 nm 之間，反競爭曲線隨基態雷射光波長變化的情形。反競爭效應比較明顯的波長範圍有兩個，一個是基態雷射的波長鄰近 1245 nm 至 1250 nm 之間(圖十三(b) 與圖十三 (c))，另一個是基態雷射的波長在 1260 nm 附近(圖十三(e))。1255 nm 基態雷射波長介於這兩個區域之間，但是其反競爭效應卻比前面這兩個區域的弱(圖十三(d))。另外在整個基態雷射波長可調範圍的兩側，也是幾乎觀察不到反競爭效應(圖十三(a) 與圖十三(f))。

這個現象同樣可以量子點的不均勻加寬解釋。假設激發態量子化發光波長為 1170 nm 的量子點其對應的基態量子化發光波長在 1255 nm，則我們可以把所有的情況分成三類。

第一類，基態雷射波長離1255 nm 很遠(例如 1240 nm 以及 1265 nm) ，在這一種情況裡，

提供基態雷射增益的量子點其對應的激發態量子化發光波長也和 1170 nm 差很多(例如 1240 nm 基態量子化發光波長對應於 1155nm 激發態量子化發光波長，以及 1265 nm 基態量子化發光波長對應於1180nm 激發態量子化發光波長)，因為波長的差異，這些量子點無法吸收1170 nm 的雷射光，所以不會有反競爭效應。

第二類，基態雷射波長離1255 nm 稍近(例如 1250 nm 以及 1260 nm) ，在這一種情況裡，提供基態雷射增益的量子點其對應的激發態量子化發光波長也和 1170 nm 相近(例如 1250 nm 基態量子化發光波長對應於 1165nm 激發態量子化發光波長，以及 1260 nm 基態量子化發光波長對應於1175nm 激發態量子化發光波長)，因為波長的差異小，這些量子點會吸收1170 nm 的雷射光，所以就會有反競爭效應。

第三類，基態雷射波長剛好在 1255 nm，在這一種情況裡，提供基態雷射增益的量子

在文檔中利用奈米結構和光子晶體研製雷射和光源(3/3) (頁 11-23)