胶体量子点(QD)是一种极具吸引力的材料，可用于实现可溶液加工的激光二极管，它可以受益于尺寸可控的发射波长、低光增益阈值以及易于与光子和电子电路集成1、2、3、4、5、6、7。__然而，此类器件的实施受到增益激活多载流子状态1、8的快速俄歇复合、QD薄膜在高电流密度下的稳定性差9、10的阻碍。以及难以在复杂的器件堆叠中获得净光学增益，其中薄电致发光QD层与光学损耗电荷传导层11、12、13组合。在这里，我们解决了这些挑战，并通过电泵浦胶体QD实现了放大自发辐射(ASE)。开发的设备使用紧凑、连续分级的QD，抑制俄歇复合并结合到脉冲、高电流密度电荷注入结构中，并辅以低损耗光子波导。这些胶体QDASE二极管表现出强大的宽带光学增益，并表现出亮边发射，瞬时功率高达170μW。

主要的

长期以来，基于可溶液加工材料的电泵浦激光器或激光二极管一直是理想的设备，因为它们几乎与任何基板兼容，具有可扩展性和易于与片上光子学和电子学集成的特点。此类设备已在广泛的材料中得到应用，包括聚合物14、15、16、小分子17、18、钙钛矿19、20和胶体QD1、2、3、4、5、6、7__.最后一种材料对于实现激光二极管特别有吸引力，因为除了与廉价且易于扩展的化学技术兼容外，它们还提供了源自其电子状态21、22的零维特征的多项优势。这些包括尺寸可调的发射波长、低光学增益阈值和激光特性的高温稳定性，这些特性源于它们的类原子能级21、22、23之间的广泛分离。

一些挑战使胶体QD激光二极管的实现变得复杂。这些包括光增益活性多载流子状态的极快非辐射俄歇复合1、8、QD固体在实现激光9、10所需的高电流密度下的稳定性差以及电致发光器件中光增益和光损耗之间的不利平衡，其中增益活性QD介质是整个器件堆栈的一小部分，包括几个光学损耗电荷传输层11、12、13。

在这里，我们使用具有抑制俄歇复合和特殊电致发光器件架构的工程QD解决了这些挑战，该架构具有由底部分布式布拉格反射器(DBR)和顶部银(Ag)电极组成的光子波导。由DBR和Ag反射镜形成的横向光学腔改善了QD增益介质中的场限制，同时减少了电荷传导层中的光学损耗。由于改进了自发种子光子的收集和增加了QD介质中的传播路径，它还促进了ASE的建立。因此，我们通过电泵浦实现了较大的净光增益，并在带边(1S)和激发态(1P)跃迁处展示了室温ASE。

在这项研究中，我们使用基于连续分级QD(cg-QD)修订版的光学增益介质，它与我们之前推出的CdSe/Cd1−xZnxSecg-QDs9相似，但厚度更小的分级层。这些“紧凑型”cg-QD(缩写为ccg-QD)13包括半径为2.5nm的CdSe核心、2.4nm厚的分级Cd1−xZnxSe层和由ZnSe0.5S0.5制成的最终保护壳和ZnS层分别具有0.9nm和0.2nm的厚度(图1a，右上插图和补充图1).尽管其厚度减小，但紧凑的分级壳可以高效抑制俄歇衰变24，从而导致长双激子俄歇寿命(τXX,A =1.9ns)和相应的高双激子发射量子产率38%(补充图2).紧凑的渐变壳还会对发射核产生强烈的不对称压缩，从而将轻重空穴分裂(Δlh-hh)增加到约56meV(参考文献 25)(图1a)。这阻碍了带边缘重孔状态的热减少，从而降低了光学增益阈值7。

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值得注意的是，减小的壳厚度允许增加薄膜样品中的QD堆积密度，并因此导致光学增益增强，跨越1S和1P跃迁并表现出约420meV的宽带宽(图1b).这些特性促进了ASE的发展，这在光激发的ccg-QD薄膜中很容易观察到(图1c)。ASE发生在1S和1P跃迁处，并且表现出低激发阈值⟨Nth,ASE⟩ ≈平均每个点1(1S)和3(1P)个激子。基于300nm厚的ccg-QD薄膜的可变条带长度(VSL)ASE测量，1S和1P光学增益系数分别为780cm-1和890cm-1，分别(补充图3)。由于被测薄膜的近乎统一的模式限制因子，我们将导出的值称为“材料增益”系数(分别为Gmat,1S和Gmat,1P)。

最初，我们将ccg-QD合并到“参考”发光二极管(LED)中，其架构与参考文献中的相似。 12、13。__这些器件(图1d)组装在玻璃基板上，包含一个ccg-QD活性层(大约三个单分子层厚)夹在由低折射率氧化铟锡(L-ITO)制成的底部电极(阴极)之间和聚[(9,9-二辛基芴基-2,7-二基)-alt(4,4'-(N-(4-丁基苯基)))](TFB)的有机空穴传输层(HTL)。L-ITO电极由标准ITO和SiO2的混合物制成，可减少光损耗并增强QD-阴极界面处的折射率对比度，从而改善QD层中的光模限制11.TFBHTL与由二吡嗪[2,3-f:2',3'-h]喹喔啉-2,3,6,7,10,11-六甲腈(HAT)制成的有机空穴注入层(HIL)分离-CN)由绝缘的50nm厚的LiF间隔层包含一个“电流聚焦”30μm宽的狭缝10、12、13。该器件配有一个银电极(阳极)，银电极准备为300μm宽的条带，正交于LiF夹层中的狭缝。这种方法导致二维电流聚焦，并允许我们将注入区域限制为30×300μm2。制造的LED以及在这项工作中研究的其他设备在室温下的空气中进行了表征。

尽管实现了粒子数反转，但参考设备在电泵浦下在前(表面)或边缘发射中均未表现出ASE。这表明总体光学损耗超过了薄QD介质中产生的光学增益。使用有限元方法对参考LED进行光子建模证实了这一评估(补充说明1)。在这些设备中，由于L-ITO-玻璃界面处的全内反射(TIR)和银镜处的反射引导的光学模式，会发生光放大(图2a)。由于金属层的强淬火，横向磁(TM)模式经历强烈衰减，因此，ASE首选的模式具有横向电(TE)特性12，13。

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在图2a的左侧，我们显示了计算得出的TE0TIR模式的电场分布。QD层的模式限制因子(ΓQD)为0.23，这会产生大约180cm-1的最大1S模式增益(Gmod,1S = ΓQDGmat,1S)。值得注意的是，相当一部分光学模式存在于光学损耗L-ITO电极中。这导致大约140cm-1的大光学损耗系数(αloss)(参考文献 12、13)。虽然略低于Gmod,1S，顶部Ag电极中的光吸收和波导内缺陷处未考虑的光散射增加了整体光损耗，使其变得大于模态增益，从而抑制了ASE。由于高传播损耗，参考器件表现出非常弱的边缘发射，并且主要从玻璃包覆的底面辐射光，因此表面与边缘发射强度的比率约为50(图2a，右)。由于缺乏光放大，边缘发射光谱在所有j处复制了表面EL的光谱(扩展数据图2a)。

为了解决过度损耗的问题，我们使用了横向布拉格反射器方法26，之前在传统激光二极管27、28的背景下进行了探索。在该方法中，光学增益介质在一侧或两侧26(图2b，左)侧接有DBR叠层。由此产生的布拉格反射波导(BRW)支持低损耗模式(扩展数据图3和4)，这种模式由于DBR结构产生的多个反射的相干叠加而发展(图2b)，左边)。在ASE的情况下，BRW模式优于TIR模式，因为它们在增益激活介质内提供改进的模式限制，因此具有减少的光学损耗和增强的净模态增益27、28的特点。此外，BRW模式的特点是有效放大长度增加，因为相应的入射角(θBRW)可能比TIR模式下的入射角尖锐得多(图2a、b、左侧和扩展数据图3c和4b)).

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除了改善电荷传输，ZnO层还允许我们实现活性介质的n掺杂，因为已知ZnO有助于电子注入QD，从而帮助它们保持负电荷29、30。如前所示，由于基态吸收的部分或完全漂白31、32、33、34、35，使用带电(掺杂)QD通过降低光学增益阈值有利于激光性能。这种方法的一个潜在问题是带电激子物种的俄歇复合导致QD发射淬灭32,33.然而，这对我们的ccg-QD来说不是什么问题，因为由于受阻的俄歇衰变，这些QD对单电荷和双电荷激子都显示出高发射效率(补充图2)。

在制造的结构中，底部DBR和顶部Ag反射镜形成BRW。计算得出的BRW模式的电场分布如图2b左侧所示。它呈现出反映DBR周期性结构的振荡模式。主峰位于QD光学增益介质的中心，这导致高模式限制因子(ΓQD =0.2)，尽管增益介质的厚度很小(大约三个ccg-QD单层)。值得注意的是，BRW模式分布还具有光损耗ITO和ZnO层中场强减弱的特征。因此，整体损失系数仅为16cm-1(扩展数据图4d)。

光场分布的有利变化对器件的EL性能具有深远的影响。特别是，我们观察到边缘发射的显着增强，其强度比表面发射的强度大2到3倍左右(图2b，右)。这是传播损耗减少和ASE机制出现的直接结果。ASE的影响在边缘发射EL的光谱中很明显(图3b)。在低注入水平(j <8Acm−2)，它们显示出1.98eV的微弱单波段1S发射，线宽为82meV(半峰全宽，FWHM)。在更高的电流密度下，我们观察到新的窄特征的出现，其光谱能量(1.94和2.09eV)与光激发ccg-QD薄膜中的1S和1PASE带相同(图1c)。随着注入水平的增加，新谱带表现出快速的超线性增长(补充图6)，并最终(在j ≥13Acm-2处)超过宽的1S谱带(图3c，顶部)。这伴随着带边发射从82到39meV(或23到13nm;图3c，底部)的明显变窄。观察到的jEL光谱的依赖性演变与参考LED的变化非常不同(图1f)，但与光激发的ccg-QD/玻璃样品(图1f)过渡到ASE期间光致发光(PL)的演变非常相似。1c)。这表明边缘发射EL中的窄1S和1P特征也与ASE有关。

我们的ccg-QD薄膜的计算ASE阈值取决于充电水平33(补充说明2)。对于中性QD，jth,ASE大约为28Acm-2并且它下降到大约26Acm-2然后对于带单电荷和带双负电荷的QD分别下降到大约15Acm-2。这些值与实验观察到的jth,ASE的比较表明，在我们的设备中，QD平均填充有两个电子，这与之前对包含ZnOETL的高亮度cg-QDLED的研究一致29。

接下来，我们描述的证据表明，尖锐的1S和1PEL特征确实是因为光在BRW中传播期间的光子放大，而不是因为例如来自DBR-Ag腔的光谱过滤效应。第一个证据是EL峰的光谱位置与在无腔ccg-QD/玻璃样品中观察到的光激发1S和1PASE特征之间的密切对应(图1c)。其次，表面发射和边缘发射EL光谱的比较(扩展数据图2b)表明ASE特征在光谱上不同于垂直腔模式。此外，边缘发射和表面发射带显示出不同的行为作为j的函数(扩展数据图5).特别是，由于ASE的出现，边缘发射EL显示出光谱不均匀的强度增长，而表面发射中不存在这种光谱不均匀性。

偏振相关测量为ASE机制提供了进一步的证据。特别是，在高j(ASE阈值后)处观察到的两个尖锐EL峰都是TE偏振的，并且不存在于TM偏振发射中(图3d和扩展数据图6)。归因于ASE的1S和1PEL特征的详细偏振相关测量显示出近乎完美的sin2α模式，正如TE偏振光所预期的那样(扩展数据图7;α是偏振方向之间的角度分析仪和垂直方向)18.这种类型的极化预计用于放大的引导BRW模式，因为TM模式的传播由于Ag电极12、13的淬火而受到强烈抑制。值得注意的是，观察到的偏振趋势在电泵浦和光泵浦机制之间是相同的(图3d;分别为左右子面板)。这是边缘发射EL的ASE特征的有力证据，因为ASE效应在光学激发的边缘发射PL光谱中是明确的，如下所述。

在图3e中，我们显示了用光激发进行的BRW结构的VSL测量(参见方法)。对于这些测量，我们准备了没有LiF垫片的设备，这使我们能够避免来自电流聚焦孔径之外的QD层部分的寄生信号。在VSL实验中，泵浦激光束被聚焦成一个可变长度(l)的窄条，该条与切割的器件边缘正交。对于短条纹长度，边缘发射PL的特点是具有与低注入水平下的EL相似的宽光谱分布(图3b、e;绿线)。随着l的增加，排放强度快速增长(补充图7)，伴随着尖峰的发展(图3e)，其光谱能量与电泵浦器件中高j处出现的窄EL特征(图3b，实线)以及1S非常一致对于光激发的ccg-QD/玻璃样品观察到的和1PASE带(图1c)。首先，这些结果排除了窄1S和1P特征是由高阶多激子的自发发射引起的，因为l的增加不影响每脉冲注量，即控制QD激子占据的量。其次，这些观察证实了尖锐的1S和1P峰与受激发射过程的联系，因为ASE的建立确实需要在增益介质中有足够长的光传播路径，大致由条件Gnetl>1 定义.

根据对l依赖发射强度的分析，1S和1P增益系数分别为45和55cm-1(补充图7)。这些值接近计算的带电QD的最大净光增益(Gnet =0.5Gmod,max − αloss ≈64cm−1;补充说明2)，与我们之前对ASE阈值的分析一致，根据该分析观察到的增益是由于带电激子。

如前所述，BRW结构中ASE的另一个迹象是边缘发射EL的高亮度(图2b，右)。在参考设备中，边缘信号是肉眼无法检测到的，即使在黑暗中也是如此。相比之下，如图4a所示，即使在室内光线下也能清楚地看到从BRW器件边缘辐射的光，尽管边缘发射面积非常小(其标称尺寸约为9μm2)。事实上，可以使用用于评估商用激光器输出的标准功率计来检测和表征BRW结构的发射。基于这种表征，电压脉冲期间的瞬时边沿发射功率(Pout)达到170μW(j =1,933Acm−2);图4b(蓝色虚线)。BRW结构在强边发射ASE的发展中发挥了重要作用，它增加了有效放大长度并改善了自发发射产生的“种子”光子的收集(补充图8)。

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