光子晶体内量子点荧光发射的角度依赖性

摘要

在光子晶体中嵌入的发射器的荧光被抑制，因为在其发射范围内存在不完全的光子带隙或赝隙。在这里，我们提出了一个研究的角度依赖的荧光发射发射器嵌入光子晶体。我们的结果清楚地显示了荧光发射的角依赖关系，这是由不完整的三维带隙的存在造成的。

1.介绍

光子晶体(PCs)，通常也称为光子带隙材料，是电子晶体的光学模拟物，即半导体晶体，构成了所有现代电子应用的基础[1，2］.在电子(离子)晶体中，材料性质的周期性在ångström尺度上，而在光子晶体中，材料性质的周期性在光学波长尺度上。在电子晶体中，周期势导致带隙，即电子的禁止能量范围。在光子晶体中，周期性的折射率导致一个光学带隙，即光子的禁止光谱范围。这些折射率的周期性变化从根本上改变了局部光态密度(LDOS)，而LDOS决定了结构中发射体和电场之间的相互作用。一种生产三维(3D)光子晶体的简单方法由有序组成，通过对流自组装[3.， Langmuir-Blodgett沉积[4],沉积作用[5，或旋涂[6单分散的胶体球。自组装的结果是热力学上最稳定的面心立方(fcc)晶体结构或(随机)六边形闭合堆积(Rhcp)晶体结构，两者的堆积效率均为74%。封装的类型、胶体球的尺寸和折射率决定了能带隙的光谱位置。这些致密的晶体结构(fcc或Rhcp)与大多数单分散球形胶体颗粒(乳胶、二氧化硅)的低折射率结合，导致不完全带隙(假带或阻带)[7，也就是说，这种间隙的性质取决于入射光的入射角。在本研究中，我们提出了嵌入在pc中的发射器的荧光发射的角度依赖性。我们的研究表明，伪隙的角度依赖性导致了荧光强度最大值的偏移以及嵌入发射器的降低发射量的偏移。这些发现可用于优化PC内部自发辐射的最大调谐。

2.实验部分

Stöber方法[8]分别为参比(PC1)和活性(PC2) pc获得185 nm和260 nm的单分散二氧化硅球。选择二氧化硅胶体是因为其单分散性优于3%，这是生产高质量光子晶体所必需的。然后利用Jiang等人开发的自组装协议从这些粒子制备胶体光子晶体。3.］.数字1显示了使用扫描电子显微镜(Philips XL30ESEM FEG)获得的胶体晶体PC2的横视图。这个数字允许一个人判断质量好，大约4.5M厚晶体，由18层胶体颗粒组成。CdSe/ZnS核壳量子点为2.6 nm，激发最大值为540 nm，发射最大值为565 nm。通过将晶体放置在0.1中进行渗透量子点溶液，然后隔夜干燥。使用perkins - elmer Lambda 900紫外-可见-近红外分光光度计对大面积(毫米大小)进行消光光谱，以确定样品的质量和光谱特征。使用FluoroMax-3 (SPEX Instruments, Edison, NJ, USA)测量CdSe/ZnS在甲苯中的荧光发射光谱。

用自制装置记录了依赖角度的光致发光光谱。Nd:YAG激光器(GCR-11-2，光谱物理)产生波长为355纳米、持续时间为10纳秒、重复频率为10赫兹的脉冲。样品的荧光被定向到一个60cm焦距单色仪(HR 640，Jobin Yvon)．为了检测，在输出狭缝处有一个光电倍增管(C3531，滨松)的光电流预放大和记录/数字化使用500 MHz带宽示波器(TDS5052，美国泰克)．所有信号平均20次，所有光谱记录的波长增量为4 nm。在正面激发几何中，光(50 mW)和发光收集都以相对于样品表面的相同角度定向。样品以不同的角度旋转，其测量精度为3度。

3.结果

如上所述，CdSe/ZnS在荧光发射光谱范围之外(PC1: reference，(ii)荧光发射光谱范围(PC2:活性样品)nm)，以研究其荧光特性的变化。数字2(一个)显示了CdSe/ZnS量子点在甲苯溶液中的稳态发射光谱以及与之重叠的PC2的消光光谱。

赝隙对渗入光子晶体的量子点稳态谱的影响如图所示2 (c)．这些(还原)光谱是通过:(i)将CdSe/ZnS在参考(PC1)和有源(PC2)光子晶体中的稳态发射光谱的最大值归一化得到的，这些光谱如图所示2 (b)；(ii)用PC2中对应发射器的归一化光谱减去PC1中嵌入发射器的归一化光谱。这样做是为了清楚地观察荧光光谱的形状变化。数字3(一个)给出了嵌入在光子晶体中的量子点在不同收集角度下的降低的发射，当这种效应在某些角度变小时，这些被显示为一个插入。数字3 (b)显示了嵌入在活性样品(PC2)中的量子点的荧光最大值的光谱位置的角依赖性。

4.讨论

在我们的研究中，由于CdSe/ZnS量子点的光物理稳定性，以及这些量子点是一个非常深入研究的系统，我们使用了它们[9- - - - - -12］.数字2清晰地表明，我们成功地设计了一个光子晶体PC2，其赝隙位于561-615 nm的光谱范围内，覆盖了所选发射器的大部分荧光发射。由于二氧化硅颗粒与空气的低折射率对比，光子禁带不完全，因此在这个光谱范围内各个方向的荧光发射没有被完全抑制。因此，只观察到PC2的荧光发射较PC1有所降低[13，14］.由于PC2赝能隙中可用光子态数的减少，这种发射抑制是预期的[14- - - - - -16］.数字3(一个)显示了不同入射角下的还原荧光光谱中存在的赝隙。在图3 (b)，我们展示了荧光强度最大值随收集角的变化。这归因于假隙的角度依赖性，假隙在更高的入射角时向更短的波长移动。注意，从周期性结构或胶体悬浮物的光散射强度的角依赖关系之前也被观察到，这不是光子晶体的唯一特性[17］.光子晶体的一个独特性质是荧光最大值的位移作为角度的函数。观测到的位移是伪隙在不同入射角位移的结果[18，改变了荧光发射与假间隙的重叠。由于荧光发射没有被赝能隙完全覆盖，在某些角度下，量子点的自发发射有更多的光子态，自发发射受到的抑制较小。

5.结论

我们观察到CdSe/ZnS量子点的荧光最大值发生了位移，该光子晶体设计了伪隙，覆盖了大部分的CdSe/ZnS发射。我们把这种角度依赖性归因于伪隙所覆盖的光谱范围的角度依赖性。

致谢

作者感谢鲁汶天主教大学研究基金通过GOA2004/02、GOA2006/2和GOA2006/3、ZWAP 4/07和比利时科学政策通过IAP 5/03和IAP 5/01提供的资金支持。感谢Fonds voor Wetenschappelijk Onderzoek Vlaanderen的博士后奖学金和G.0421.03和G.0458.06。感谢INPAC为b.k.和m.d.提供博士后资助。

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