第五章 高銦氮化銦鎵薄膜之成長與特性
5.3 變溫光激螢光光譜
值隨著溫度變化形成的“S 型曲線＂(S-shaped)。此種造成“S 型曲線＂的侷限態 產生原因基本上可分為四種：
1. 本質缺陷(native defect)。例如氮化銦[11] [12]，在成長的過程中產生氮空缺
(Nvacancy)以及錯位 (antisite)等缺陷造成的侷限態。
2. 雜質(impurity)。例如鎂參雜氧化鋅(Mg-doped ZnO) [13]，鎂隨機分佈不均 勻造成的侷限態。
3. 組成波動(composition fluctuation)。例如氮化鋁鎵、磷化銦鎵、氮砷化鎵等[14]
[15] [16]，三族原子分佈不均勻產生的侷限態。
4. 結構(structure)。例如氮化鎵的奈米棒(GaN nanorods)
[17]、II 型砷化銦 /砷
化鎵量子點(type II InAs/GaAs QDs) [18]等，結構上的特異造成的侷限態。以上幾個原因，使得導電帶與價電帶的能帶邊緣(band edge)在空間分佈上產 生差異，因此產生帶尾能態(band tail-states)，如圖 5–7(a)。我們可將帶尾能態視 為侷限態，此侷限態通常為位能低點(potential minima)，在低溫時由光激發產生 慮局部擾動(random potential fluctuations)或是淺層缺陷(impurities)的侷限態，因 此產生的侷限位能是相當小的。我們實驗的結果並沒有符合所謂的“S 型曲
線＂，因此我們也許無法考慮一般情況套用在氮化銦鎵薄膜。許多證據[21] [22] 個熱激發遷移模型 (Thermal activation transfer model) 解釋光譜峰值跟隨溫度變 化的異常變化行為。此模型顯示，受溫度影響而再次分佈的侷限載子是造成異常 發光行為的主因。同樣地，此模型也適用於InAs self-organized quantum dots[28]
及Zn/ZnO core/shell nanoparticles [29]。
弱激發條件下，侷限載子分佈密度N(E,T)隨時間的變化率可寫為：
表局限載子逃離局限態必須克服的障礙能量位置；kB為波茲曼常數；T 為晶體溫
若令
dN ( E,T ) / dE = 0
，則可以找出隨溫度變化的發光波峰位置。因此當高溫的地方；τr改變曲線的趨勢較小，因此我們在變更參數時較少改變
τ
r。 圖 5.9 (a)為 σ 與銦組成關係圖，當 XsIn從 0.16 增加至 0.40 時，σ 逐漸變窄，從 40 meV 減低至 16 meV；隨後當 XsIn增加至0.44 時，σ 僅有些許增寬，符合光激 螢光光譜量測得到半高寬的變化行為 (圖5.7 (b)為能量波峰的半高寬對銦組成關 係圖)。由此可見，σ
的確與光譜能量波峰的半高寬具有一定的關連性，當波峰半 高寬越寬，σ越大
；當波峰半高寬越窄，σ越小
。但是σ
並未與能量波峰的半高 寬具有相同大小數值，相較之下小了五倍以上。我們認為這是由於σ
僅考慮理想 狀態下侷限態的分佈；然而螢光光譜波峰的半高寬除了考慮侷限態的分佈之外，尚須考慮聲子、載子、雜質以及晶體結構紊亂(disorder)產生的影響，因此半高寬 相較之下比
σ
大上許多。同時，我們認為低溫螢光光譜波峰的半高寬主要受到晶 體結構紊亂的影響，而非為其他三項造成的結果。
圖 5–6 此系列氮化銦鎵薄膜的變溫光激螢光光譜波峰值與溫度的關係圖(標記 為三角形)，黑線為擬合實驗數據的曲線。
圖5–7(a)侷限態為帶尾能態 (b)侷限態為遠離能帶邊緣的
圖5–8 為侷限載子分佈密度 N(E,T) 隨溫度變化的行為
圖5–9 (a)為 σ 與銦組成關係圖 (b)為能量波峰的半高寬對銦組成關係圖。
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第六章 結論
9.91 μmol/min，γInN隨著 TMIn 莫耳流率呈現線性增加， XsIn從0.16 增加至 0.40；
當 TMIn 莫耳流率為 22.30 μmol/min，薄膜表面析出大量之金屬銦顆粒，減少成 長時可用的銦原子，因此
γ
InN降低，XsIn驟降至 0.34。透過變溫光激螢光光譜，並無發現一般三元合金量測光譜峰值跟隨溫度變化的S 型曲線。因此我們引入一 熱激發傳遞模型(thermal activation and transfer model)，定量的擬合光譜峰值隨溫 度變化的行為。我們認為螢光發光來自於富銦的簇造成的侷限態復合發光，其來 源可將 InGaN 薄膜視為一無序材料系統(disordering material system)，主導氮化銦 鎵薄膜的發光行為。此外侷限態分佈的情形，如密度、深度與分佈廣度將決定發 光峰值跟隨溫度變化的行為。