1. 서 론

할라이드 페로브스카이트는 높은 광흡수 계수, 우수한 광발광 효율, 그리고 용이한 밴드갭 조절 특성으로 인해 발광 다이오드, 태양전지, 광검출기 등 다양한 광전자 소자 분야에서 유망한 재료로 주목받고 있다.^1,2,3) 특히, 무기 페로브스카이트인 CsPbBr₃는 유기-무기 하이브리드 페로브스카이트 대비 향상된 열적 안정성과 구조적 안정성을 가지며, 강한 엑시톤 특성을 나타내는 대표적인 발광 소재로 알려져 있다.^4,5) 최근에는 이러한 페로브스카이트의 광학적 특성을 더욱 정밀하게 제어하고 소자 성능을 향상시키기 위한 방법으로 다중양자우물(multiple quantum wells, MQWs) 구조에 대한 연구가 활발히 진행되고 있다.^{6,7,8,9,10,11)} 층상 구조를 가지는 2차원(2D) 페로브스카이트는 유기층과 무기층이 교대로 적층된 자연적인 MQWs 구조를 형성하며, 강한 양자 구속 효과와 우수한 엑시톤 특성을 나타내는 것으로 보고되어 왔다.^6,7,8) 이러한 2D 페로브스카이트는 구조적 설계를 통해 에너지 준위 및 발광 특성을 제어할 수 있다는 점에서 많은 연구가 이루어져 왔다. 한편, 열증착 기법으로 형성된 MQWs 구조에서는 MQWs 두께에 따른 양자 구속 효과를 통해 에너지 준위를 정밀하게 조절할 수 있으며, 이를 통해 발광 파장 및 전하 재결합 특성을 효과적으로 제어할 수 있다.^9,10,11) 이러한 페로브스카이트 기반 MQWs는 기존 III-V 반도체 기반 MQWs 구조에 비해 공정이 간단하고 높은 발광 효율을 확보할 수 있어 차세대 광전자 소자로의 응용 가능성이 높은 것으로 평가되고 있다.

MQW 구조에서 장벽층 물질의 선택은 밴드갭 정렬을 결정하는 중요한 요소이며, 이는 전하의 공간적 분포 및 재결합 메커니즘에 직접적인 영향을 미친다.^12,13) Type I 밴드 정렬에서는 전자와 정공이 동일한 MQWs에 구속되어 높은 방사 재결합 확률을 나타내는 반면, Type II 밴드 정렬에서는 전자와 정공이 서로 다른 층에 분리되어 재결합 특성이 크게 변화한다.^9,14,15,16) 또한, MQWs의 두께를 균일하게 유지하는 대칭 구조(symmetric MQWs, S-MQWs)와 서로 다른 두께를 갖는 비대칭 구조(asymmetric MQWs, A-MQWs)는 에너지 준위 분포와 캐리어 이동 특성에서 서로 다른 거동을 나타낼 수 있다. 그러나, 현재까지의 연구는 주로 구조 형성 및 기본적인 발광 특성에 초점을 두고 있으며, MQWs 구조의 대칭성 및 밴드 정렬이 캐리어 동역학(carrier dynamics)과 광발광 특성에 미치는 영향을 체계적으로 비교 분석한 연구는 아직 부족한 실정이다. 특히, 비대칭 MQWs에서 발생할 수 있는 에너지 준위 구배에 따른 캐리어 이동 및 에너지 전달 현상에 대한 이해는 소자 응용을 위해 매우 중요함에도 불구하고 충분히 규명되지 않았다.

본 연구에서는 열증착 공정을 이용하여 CsPbBr₃ 기반의S-MQWs 및 A-MQWs 구조를 제작하고, 장벽층 물질로 TPBi[2,2′,2″-(1,3,5-benzenetriyl)-tris(1-phenyl-1H-benzimidazole)]와 BCP(bathocuproine)를 각각 적용하여 Type I 및 Type II 밴드 정렬을 구현하였다. 이를 통해 MQWs 두께 및 구조적 비대칭성이 광발광 특성과 캐리어 재결합 거동에 미치는 영향을 비교 분석하고, 온도 의존 광발광 특성을 기반으로 캐리어 이동 메커니즘을 규명하였다. 본 연구는 페로브스카이트 기반 MQWs에서 구조 설계와 밴드 정렬이 캐리어 동역학 및 광특성에 미치는 영향을 정량적으로 규명하는 데 초점을 두며, 구조 설계를 통해 캐리어 거동을 직접적으로 제어할 수 있음을 밝히고자 한다.

2. 실험 방법

Fig. 1(a)는 MQWs를 형성하기 위한 활성층과 장벽층 물질을 나타낸다. CsPbBr₃는 대표적인 무기 할라이드 페로브스카이트로서 높은 광발광 효율, 우수한 열적 안정성, 그리고 뚜렷한 엑시톤 특성을 가지는 물질로 알려져 있다. 본 연구에서는 CsPbBr₃를 역온도 결정화(inverse temperature crystallization, ITC)^17,18,19) 방법을 통해 합성하였으며, 약 0.5~1.0 cm 크기의 단결정을 형성한 후, 분쇄 공정을 거쳐 미세한 분말 형태로 제조하였다. 분쇄 공정은 합성된 벌크 CsPbBr₃ 결정을 분말화하기 위해 수행되었으며, 수분 및 산소에 의한 열화를 방지하기 위해 N₂ 분위기의 글로브박스 내에서 막자사발을 이용하여 수동으로 분쇄하였다. 이렇게 얻어진 CsPbBr₃ 분말은 열증착 공정에 적합한 소스로 활용되었다. 장벽층으로는 유기 반도체 물질인 TPBi [2,2′,2″-(1,3,5-benzenetriyl)-tris(1-phenyl-1H-benzimidazole)]와 BCP (bathocuproine)를 사용하였다. 이들 물질은 약 3.3 eV 이상의 넓은 밴드갭을 가지며, CsPbBr₃와의 에너지 준위 정렬을 통해 효과적인 전하 차단층으로 작용할 수 있다. 따라서 CsPbBr₃ 층 사이에 삽입될 경우 전하의 공간적 구속을 유도하여 MQWs 구조 형성에 기여한다. Fig. 1(b)는 열증착 공정을 이용한 MQWs 구조의 형성 과정을 나타낸다. CsPbBr₃ 분말은 독립된 증발 소스를 이용하여 진공 챔버 내에서 증착되었으며, 증착은 약 4.0 × 10^-6 Torr 이하의 고진공 조건에서 수행되었다. CsPbBr₃의 증착 속도는 약 0.15~0.20 Å/s 범위로 제어하여 균일한 박막 형성을 유도하였다. 장벽층으로 사용된 TPBi와 BCP 또한 각각의 독립된 소스를 통해 열증착되었으며, CsPbBr₃ 층과 교대로 증착하는 방식으로 공정을 진행하였다. 각 층의 두께는 7.0 nm 수준으로 정밀하게 제어되었으며, 총 적층 횟수는 3회 또는 5회로 설정하였다. 이와 같은 반복적인 증착과정을 통해 무기 페로브스카이트 층과 유기 장벽층이 교대로 적층된 다층 구조를 형성하였다. Fig. 1(c)에 나타낸 바와 같이, 형성된 구조는 MQWs 구조를 이루며, 각 CsPbBr₃ 층의 두께를 동일하게 유지한 S-MQWs와 서로 다른 두께로 설계한 A-MQWs로 구분된다. 본 연구에서는 MQWs 두께를 3~20 nm 범위에서 조절하여 구조적 대칭성과 비대칭성에 따른 광학적 특성 변화를 분석하였다.

Fig. 1.

(a) CsPbBr₃ crystal structure and molecular structures of TPBi and BCP. (b) Schematic of cyclic thermal evaporation process. (c) Symmetric and asymmetric MQW structures with uniform and graded well thickness.

3. 결과 및 고찰

양자 구속 효과를 기반으로 한 MQWs 구조를 설계하기에 앞서, 활성층과 장벽층 사이의 밴드 정렬 특성을 확인하는 것은 전하 구속 및 재결합 거동을 예측하는 데 중요한 요소이다. Fig. 2(a)와 (b)는 각각 CsPbBr₃ 활성층과 TPBi 및 BCP 장벽층 사이의 밴드 정렬을 보여준다. 해당 밴드 정렬은 기존 보고된 에너지 준위 값과 본 연구에서 측정된 광발광(photoluminescence, PL) 결과를 기반으로 유효 밴드 구조를 추정하여 도식화한 것이다.^9,20)Fig. 2(c)에 나타낸 바와 같이, 이러한 활성층/장벽층 조합을 기반으로, 열증착 공정을 이용하여 양자 구속 효과가 나타나는 두께 영역에서 CsPbBr₃ 활성층의 두께를 정밀하게 제어함으로써 MQWs 구조를 형성하였다. 모든 구조에서 장벽층 두께는 7 nm로 고정하였으며, 활성층 두께를 주요 변수로 설정하였다. S-MQWs의 경우, CsPbBr₃ MQWs의 두께를 5 nm로 일정하게 유지하여 동일한 에너지 준위를 갖는 구조로 설계하였다. 반면, A-MQWs는 CsPbBr₃ MQWs의 두께를 5 nm, 3 nm, 2 nm로 단계적으로 감소시키도록 설계하여 서로 다른 에너지 준위를 갖는 구조를 형성하였다. 이에 따라 TPBi/CsPbBr₃ S-MQWs, TPBi/CsPbBr₃ A-MQWs, BCP/CsPbBr₃ S-MQWs, BCP/CsPbBr₃ A-MQWs의 총 네 가지 MQW 구조를 제작하였다. TPBi를 장벽층으로 사용하는 경우 전자와 정공이 동일한 활성층 내에 구속되는 Type I 밴드 정렬이 형성되며, BCP를 사용하는 경우에는 전자와 정공이 서로 다른 층에 분포하는 Type II 밴드 정렬이 형성된다. 따라서 본 연구에서 설계된 MQW 구조는 장벽층 물질에 따른 밴드 정렬과 MQWs 두께의 대칭성 변화가 광학적 특성과 캐리어 거동에 미치는 영향을 체계적으로 비교하기 위한 모델 구조로 활용된다.

Fig. 2.

Energy band alignment of CsPbBr₃ with (a) TPBi and (b) BCP. (c) MQW structures: Symmetric MQW structures (S-MQWs) with TPBi and BCP barrier layers. Asymmetric MQW structures (A-MQWs) with TPBi and BCP barrier layers.

열증착 공정을 통해 형성된 CsPbBr₃ 박막의 결정 구조 유지 여부를 확인하기 위해 X-선 회절(X-ray diffraction, XRD) 분석을 수행하였다. Fig. 3은 열증착에 사용된 CsPbBr₃ 분말과 약 20 nm 두께로 형성된 박막의 XRD 패턴을 비교한 것이다. 분말에서는 (100), (110), (200), (210), (211), (220) 면에 해당하는 뚜렷한 회절 피크가 관찰되며, 이는 CsPbBr₃ 페로브스카이트의 결정 구조와 잘 일치한다. 열증착을 통해 형성된 박막에서도 동일한 회절 피크가 관찰되어, 증착 이후에도 CsPbBr₃의 결정 구조가 유지되고 있음을 확인할 수 있다. 20 nm 두께로 형성된 박막의 경우 분말 대비 회절 피크의 세기가 감소하고 피크 폭이 증가하는 경향을 보이는데, 이는 박막의 얇은 두께와 감소된 결정립 크기에 기인한 것으로 판단된다. 이러한 결과는 열증착 공정을 통해 형성된 CsPbBr₃ 박막이 단순한 비정질 상태가 아닌 결정성을 유지한 다결정 구조임을 의미한다.²¹⁾ 특히, 주요 회절 피크의 위치가 분말과 잘 일치한다는 점은 박막 형성 과정에서 결정 구조의 손상이 크지 않음을 시사한다.

Fig. 3.

XRD patterns of CsPbBr₃ powder and thermally evaporated thin film (~20 nm) as a function of 2 theta.

Fig. 4는 열증착 공정을 통해 형성된 MQWs 구조의 투과전자현미경(transmission electron microscope, TEM) 및 이차이온질량분석(secondary-ion mass spectrometry, SIMS) 결과를 보여준다. TPBi를 장벽층으로 사용한 MQWs 구조에 대해 TEM 분석을 수행한 결과, CsPbBr₃ 층과 TPBi 층이 교대로 적층된 다층 구조가 형성되어 있음을 확인할 수 있었다. 각 층 간의 계면이 비교적 뚜렷하게 구분되는 것으로부터 열증착 공정을 통해 형성된 유기/무기 이종 구조가 안정적으로 형성되었음을 알 수 있다. 또한, MQWs 두께의 대칭성과 비대칭성을 확인하기 위하여 BCP를 장벽층으로 사용하는 MQWs 구조에 대해서도 TEM 분석을 수행하였다. 그 결과, 대칭 구조에서는 각 CsPbBr₃ 층의 두께가 비교적 균일하게 유지되는 반면, 비대칭 구조에서는 설계된 바와 같이 층 두께의 차이가 존재함을 확인할 수 있었다. 이러한 결과는 열증착 공정을 통해 MQWs 두께를 정밀하게 제어할 수 있음을 보여준다. 한편, SIMS 분석을 통해 MQWs 구조의 깊이 방향에 따른 조성 분포를 조사하였다. Cs, Pb, Br 신호의 깊이 프로파일을 분석한 결과, 각 원소의 신호가 주기적으로 변화하는 경향을 나타내었으며, 이는 CsPbBr₃ MQWs와 유기 장벽층이 교대로 적층된 구조를 반영하는 결과이다. CsPbBr₃ 층에 해당하는 영역에서 Cs, Pb, Br 신호가 동시에 증가하는 경향을 보이며, 장벽층 영역에서는 신호가 감소하는 특성을 나타내었다. 이러한 TEM 및 SIMS 결과로부터, 열증착 공정을 통해 설계된 MQWs 구조가 실제로 형성되었음을 확인할 수 있으며, MQWs 두께 및 주기적 적층 구조가 설계대로 구현되었음을 알 수 있다.

Fig. 4.

(a) Cross-sectional TEM images of TPBi/CsPbBr₃ and BCP/CsPbBr₃ MQW structures with symmetric and asymmetric layer thickness. (b) SIMS depth profiles of Cs, Pb, and Br elements with periodic compositional variation along the depth direction.

S-MQWs 구조에서 MQWs 두께에 따른 광학적 특성 변화를 분석하기 위하여, CsPbBr₃ 활성층 두께를 20 nm에서 3 nm까지 감소시키며 PL 특성을 측정하였다. 이를 통해 양자 구속 효과가 발광 특성에 미치는 영향을 정량적으로 평가하고, 장벽층 물질에 따른 차이를 비교하고자 하였다. Fig. 5(a)와 (b)는 각각 TPBi와 BCP를 장벽층으로 사용하는 S-MQWs의 PL 스펙트럼을 나타낸다. 모든 시료에서 벌크 분말 대비 단파장 영역으로 이동한 발광 피크가 관찰되며, 이는 MQWs 구조에서의 양자 구속 효과에 기인한다. 또한, MQWs 구조에서는 분말 대비 반치폭(full width at half maximum, FWHM)이 감소하는 경향을 보이며, 이는 발광 에너지 준위가 보다 정밀하게 정의되고 에너지 분포가 좁아졌음을 의미한다. TPBi를 장벽층으로 사용하는 경우[Fig. 5(a)], CsPbBr₃ MQWs 두께가 20 nm에서 3 nm로 감소함에 따라 PL 피크는 점진적으로 520 nm에서 499 nm로 단파장 방향으로 이동하며 약 21 nm의 청색 천이를 나타낸다. 이는 MQWs 두께 감소에 따라 전자와 정공이 공간적으로 더욱 강하게 구속되면서 에너지 준위가 상승하는 particle-in-a-box 모델로 설명될 수 있다. Type I 밴드 정렬에서는 전자와 정공이 동일한 MQWs 내에 존재하여 파동함수 중첩이 크게 유지되므로, 양자 구속 효과가 효과적으로 발현된다. FWHM 변화에서도 이러한 경향이 확인된다. CsPbBr₃ 분말의 FWHM은 25.3 nm였으며, 20 nm, 10 nm, 5 nm, 3 nm 두께의 MQWs에서는 각각 19.8 nm, 18.9 nm, 18.7 nm, 23.9 nm로 측정되었다. 즉, 20 nm에서 5 nm로 두께가 감소하는 구간에서는 반치폭이 점진적으로 감소하며, 이는 양자 구속 효과에 의해 발광 준위가 보다 균일하게 정의된 결과로 해석된다. 그러나 3 nm에서는 반치폭이 다시 증가하는 경향을 보이는데, 이는 극박막 영역에서 계면 거칠기 및 두께 불균일성에 따른 에너지 준위 분산이 증가하기 때문으로 판단된다. 반면, BCP를 장벽층으로 사용하는 경우[Fig. 5(b)]에는 MQWs 두께 감소에 따른 청색 천이가 관찰되지만 그 크기는 TPBi 기반 구조에 비해 상대적으로 작으며, 약 12 nm 수준의 변화를 보인다. 이는 Type II 밴드 정렬에서 전자와 정공이 서로 다른 층에 분리됨에 따라 파동함수 중첩이 감소하고, 유효한 양자 구속 효과가 약화되기 때문으로 해석된다. FWHM 변화에서도 TPBi 구조와는 다른 경향이 나타난다. 분말의 FWHM은 동일하게 25.3 nm였으며, 20 nm, 10 nm, 5 nm, 3 nm MQWs에서 각각 19.4 nm, 17.6 nm, 21.7 nm, 22.7 nm로 측정되었다. 20 nm에서 10 nm로 두께가 감소하는 구간에서는 FWHM이 크게 감소하여 보다 강한 양자 구속 효과가 나타나지만, 이후 10 nm 이하에서는 FWHM이 다시 증가하는 경향을 보인다. 이러한 결과는 Type II 구조에서도 역시 계면 및 구조적 불균일성에 대한 민감도가 증가하기 때문으로 해석된다. 즉, 극박막 영역에서 에너지 준위의 국소적 분산이 커지면서 발광 피크가 넓어지는 것으로 판단된다. 특히, 이러한 FWHM의 재증가 경향은 TPBi 기반 Type I 구조에 비해 더 낮은 두께 영역에서 나타나며, 이는 Type II 구조에서의 캐리어 분리에 의해 양자 구속 효과가 상대적으로 약화되고 구조적 요인의 영향이 더욱 크게 반영됨을 시사한다. 전체적으로 Fig. 5에서는 동일한 CsPbBr₃ 기반 MQWs 구조에서도 장벽층 물질에 따른 밴드 정렬 차이에 의해 양자 구속 효과의 강도뿐만 아니라 발광 스펙트럼의 균일성과 안정성 또한 크게 달라짐을 확인할 수 있다.

Fig. 5.

PL spectra of S-MQWs with varying well thickness from 20 nm to 3 nm. (a) TPBi/CsPbBr₃ S-MQWs. (b) BCP/CsPbBr₃ S-MQWs. PL spectrum of CsPbBr₃ powder is included as a reference.

A-MQWs 구조에서의 캐리어 이동 및 재결합 거동을 보다 명확히 규명하기 위하여, 100 K에서 300 K까지의 온도 범위에서 온도 의존성 광발광(temperature-dependent photoluminescence, TDPL) 특성을 측정하였다. 본 연구에서 사용한 비대칭 MQWs는 5 nm, 3 nm, 2 nm 두께의 CsPbBr₃ MQWs가 순차적으로 적층된 3층 구조로 설계되었으며, 각 MQWs는 두께 차이에 따라 서로 다른 양자 구속 에너지 준위를 형성한다. 따라서 온도 변화에 따른 PL 스펙트럼은 비대칭 구조 내에서 캐리어가 어떤 에너지 준위에 분포하고, 어떤 경로를 통해 재결합하는지를 직접적으로 반영한다. Fig. 6(a)는 TPBi를 장벽층으로 사용하는 Type I MQWs의 TDPL 결과를 나타낸다. 100 K의 저온에서 약 526.8 nm, 511.5 nm, 491.6 nm에 해당하는 세 개의 피크가 뚜렷하게 분리되어 관찰되는데, 이는 5 nm, 3 nm, 2 nm의 서로 다른 양자우물에서 형성된 개별적인 에너지 준위에서 각각 방사 재결합이 발생하고 있음을 의미한다. 즉, Type I 밴드 정렬에서는 전자와 정공이 동일한 양자우물 내에 동시에 구속되므로, 각 우물의 두께 차이에 의해 분리된 발광 피크가 직접적으로 관찰될 수 있다. 온도가 증가함에 따라 세 피크의 거동은 동일하지 않다. 가장 고에너지 측에 위치한 491.6 nm 피크는 온도 상승과 함께 점차 약해지며, 240 K 부근부터 shoulder 형태로 변화한 뒤 300 K에서는 거의 소멸한다. 반면, 511.5 nm 및 526.8 nm에 해당하는 저에너지 피크는 상대적으로 유지되며 상온에서 지배적인 발광 성분으로 남는다. 이러한 결과는 온도 증가에 따라 높은 에너지 준위에 존재하던 캐리어가 열적으로 활성화되어 보다 낮은 에너지 준위를 갖는 양자우물로 이동하기 때문으로 해석된다. 즉, 저온에서는 각 우물에서의 개별 재결합이 가능하지만, 고온에서는 캐리어의 열적 활성화에 의해 준위 간 이동(hopping) 또는 열적 재분포(thermally activated redistribution)가 발생하여 최종적으로 더 안정한 에너지 준위에서 재결합이 우세해진다. 피크 위치의 온도 의존성 역시 이러한 해석을 뒷받침한다. 각 피크는 온도 증가에 따라 약 11.5 nm의 적색 천이(red-shift)를 나타내며, 이는 전자-포논 상호작용 및 격자 열팽창에 의해 밴드갭이 감소하는 Varshni’s law 거동과 일치한다. 이러한 결과는 비대칭 MQWs 내 각 양자우물에서 형성된 양자화된 에너지 준위가 온도 변화에 따라 유사한 에너지 스케일로 이동함을 의미하며, 관찰된 다중 피크가 서로 다른 양자우물 두께에 기인한 것임을 뒷받침한다. 반면, Fig. 6(b)는 BCP를 장벽층으로 사용하는 Type II 비대칭 MQWs의 TDPL 결과를 나타낸다. 이 구조에서는 100 K의 저온에서도 약 517.5 nm 부근의 단일 발광 피크만이 우세하게 관찰되며, TPBi 기반 구조에서와 같은 뚜렷한 다중 피크 분리는 나타나지 않는다. 이는 Type II 밴드 정렬에서 전자와 정공이 서로 다른 층에 공간적으로 분리되므로, 각 양자우물의 개별 준위에서 독립적인 엑시톤 재결합이 일어나기 어렵기 때문이다. 즉, 구조적으로는 5 nm, 3 nm, 2 nm의 세 개의 우물이 존재하더라도, 실제 발광은 가장 낮은 유효 에너지 준위를 갖는 우물에서 지배적으로 발생하게 된다. 온도가 증가함에 따라 BCP 기반 구조에서는 PL 스펙트럼의 형태 변화가 매우 제한적이다. 피크 위치는 100 K에서 517.5 nm, 300 K에서 516.2 nm로 약 1.3 nm의 완만한 적색 천이를 보이며, 전체 온도 범위에서 단일 피크 특성이 유지된다. 이는 온도 변화에 따른 캐리어 재분포(carrier redistribution)보다는, 초기부터 캐리어가 가장 낮은 에너지 준위로 funneling된 후 그 위치에서 재결합이 일어나기 때문으로 해석된다. 다시 말해, Type II 구조에서는 전자와 정공의 파동함수 중첩(wavefunction overlap)이 제한되어 개별 양자우물의 발광이 분리되어 나타나기보다, 비대칭 구조에 의해 형성된 에너지 구배를 따라 캐리어가 빠르게 낮은 준위로 이동하게 된다. 결과적으로, 비대칭 MQWs에서 Type I과 Type II 밴드 정렬은 TDPL에서 근본적으로 다른 캐리어 거동을 유도한다. Type I 구조에서는 서로 다른 두께의 양자우물들이 개별적인 발광 준위로 작용하며, 온도 증가에 따라 캐리어 hopping과 redistribution이 발생한다. 반면, Type II 구조에서는 구조적으로 여러 우물이 존재하더라도 캐리어 집속(carrier funneling)이 지배적으로 작용하여 가장 낮은 에너지 준위의 양자우물만이 발광에 기여한다. 이러한 결과는 비대칭 MQWs에서 밴드 정렬이 단순한 발광 파장 조절을 넘어 캐리어 동역학 자체를 결정하는 핵심 설계 인자임을 보여준다.

Fig. 6.

Temperature-dependent PL spectra of A-MQWs measured from 100 to 300 K. (a) TPBi/CsPbBr₃ A-MQWs. (b) BCP/CsPbBr₃ A-MQWs.

4. 결 론

본 연구에서는 열증착 공정을 이용하여 CsPbBr₃ 기반의 대칭 및 비대칭 MQWs 구조를 구현하고, 장벽층 물질(TPBi, BCP)에 따른 밴드 정렬(Type I, Type II)과 구조적 비대칭성이 PL 특성 및 캐리어 동역학에 미치는 영향을 체계적으로 분석하였다. XRD, TEM, SIMS 분석을 통해 열증착된 CsPbBr₃ 박막이 결정성을 유지하며, 설계된 두께와 주기를 갖는 MQWs 구조가 안정적으로 형성됨을 확인하였다. 대칭 MQWs 구조에서는 양자우물 두께 감소에 따라 전형적인 양자 구속 효과에 의해 발광 피크의 청색 천이가 나타났으며, Type I 구조에서는 약 21 nm, Type II 구조에서는 약 12 nm의 차이를 보였다. 또한, PL FWHM 분석을 통해 MQWs 구조에서 에너지 준위의 균일성이 향상됨을 확인하였으며, 극박막 영역에서는 구조적 불균일성에 의해 발광 특성이 다시 넓어지는 거동이 관찰되었다. A-MQWs 구조에서는 밴드 정렬에 따라 캐리어 거동이 근본적으로 달라짐을 확인하였다. Type I 구조에서는 서로 다른 두께의 양자우물에서 기인한 다중 발광 피크가 관찰되며, 온도 증가에 따라 캐리어의 열적 활성화에 의해 높은 에너지 준위에서 낮은 준위로의 hopping이 발생한다. 반면, Type II 구조에서는 전 온도 영역에서 단일 발광 피크가 유지되며, 이는 캐리어가 에너지 구배를 따라 가장 낮은 준위로 빠르게 이동하는 carrier funneling에 의해 지배됨을 의미한다. 결과적으로, 동일한 CsPbBr₃ 기반 MQWs 구조에서도 밴드 정렬과 구조적 비대칭성에 따라 캐리어 재결합 메커니즘이 본질적으로 달라짐을 확인하였다. 본 연구는 MQWs 구조에서 PL 발광 특성과 캐리어 동역학을 동시에 제어할 수 있는 설계 전략을 제시하며, 페로브스카이트 기반 광전자 소자의 활성층 구조 설계에 직접적으로 활용될 수 있다.