Оптимизация ширины квантовой ямы для пиковой электролюминесценции в AlGaN глубоких УФ-светодиодах в широком диапазоне температур

Аннотация

Мы исследовали, как толщина квантовой ямы (КЯ) влияет на электролюминесценцию (ЭЛ) AlGaN глубоких УФ-светодиодов в широком температурном диапазоне. Светодиод с КЯ 3,5 нм продемонстрировал 6,8-кратное увеличение внешней квантовой эффективности (ВКЭ) относительно прибора с 2 нм при комнатной температуре (КТ) и 8,2-кратное при 5 К. Наоборот, прибор с 3,5 нм превосходил аналог с 5 нм в 4,8 раза при КТ, но только в 1,6 раза при 5 К. Эти тренды обусловлены снижением нерадиационной рекомбинации и большим объемом активной области при низких температурах. Моделирование показывает, что ямы 2 нм обеспечивают наиболее неглубокий барьер для перелива электронов из-за квантового замыкания, тогда как ямы 5 нм страдают сильнее от квантового-ограниченного Старка (QCSE). Следовательно, прибор с 3,5 нм дает максимальную ВКЭ по всем температурам. По мере снижения тока, необходимого для достижения пиковой ВКЭ, уменьшается для всех светодиодов, что атрибутируется увеличению перелива электронов и уменьшению концентрации дырок. Эти выводы проясняют взаимодействие поляризационных полей, перелива электронов и температуры в AlGaN глубоких УФ-светодиодах.

Преамбула

AlGaN-основанные глубокие УФ-светодиоды стали ключевыми компонентами для твердотельного освещения, стерилизации и биохимического сенсирования. Улучшения в качестве кристаллов, p-типе легирования и архитектуре приборов — такие как высокотемпературное отжиг AlN, толстые пленки AlN на сапфире и дефектная инженерия в гомоэпитаксии — стабильно повышали производительность [1–9]. Тем не менее, достижение высокой ВКЭ остается вызовом, в основном из-за сильных спонтанных и пьезоэлектрических полей, присущих витцевитным нитридам, которые вызывают наклон зон и разделение носителей [10–17]. Ранняя работа Hirayama et al. продемонстрировала, что ширина КЯ 1,5–1,7 нм дает ярчайшую фотолюминесценцию в одноямочных AlGaN светодиодах, тогда как более тонкие ямы страдают от увеличенной нерадиационной рекомбинации на гетероинтерфейсах [18]. Основываясь на этих инсайтах, мы изготовили DUV светодиоды с тремя различными ширинами КЯ (2,0, 3,5 и 5,0 нм) для систематического изучения того, как толщина ямы и рабочая температура формируют ЭЛ характеристики.

Методы

Все приборы выращивались на c-плоскости сапфира металлоорганической химической осаждением из паровой фазы (MOCVD). 1,0 мкм AlN буфера следовало 0,5 мкм нелегированного Al0,6Ga0,4N и 1,0 мкм n-Al0,6Ga0,4N шаблона, достигая плотности дилокаций ~6×10⁹ см⁻² (ТЭМ). Активная область состояла из Al0,49Ga0,51N/Al0,58Ga0,42N множественных КЯ с барьерами 5,0 нм. Три образца — Светильник А (2,0 нм КЯ), Светильник Б (3,5 нм КЯ), Светильник С (5,0 нм КЯ) — были изготовлены. Стандартная литография определяла 500 мкм × 500 мкм p-n переходы. Реактивно-ионная травка экспонировала омический слой n-Al0,6Ga0,4N. Контакты Ti/Al/Ni/Au (15/80/12/60 нм) осаждались электронно-лучевым испарением и отжигались при 900 °C в течение 30 с в N2. Прозрачные p-контакты использовали Ni/Au (6/12 нм) и отжигались в воздухе при 600 °C в течение 3 мин; финальный слой Ni/Au (5/60 нм) завершал прибор. ЭЛ спектры записывались от 5 К до КТ с использованием Jonin Yvon Symphony UV-усиленного, жидкостно-азотно-охлаждаемого CCD. Импульсная инъекция (1 мкс импульсы при 0,5% скважности) митигировала эффекты саморазогрева [19].

Результаты и обсуждение

Рис. 1а показывает ЭЛ спектры светодиодов А, Б и С при комнатной температуре под 100 мА прямой смещением. Нормированные к межзонной эмиссии, пиковые длины волн сдвигаются от ~261 нм (А) до ~268 нм (С), указывая на красный сдвиг с увеличением ширины КЯ. Слабый паразитный пик около 304 нм в Светильнике А указывает на перелив электронов [20]. Рис. 1б изображает относительную ВКЭ в зависимости от импульсного тока, нормированную к пиковой ВКЭ Светильника Б. Максимальная ВКЭ Светильника Б превосходит А в 6,8 раза и С в 4,8 раза при КТ. Моделирование с использованием APSYS иллюстрирует базовую физику. Рис. 2а–в показывают зонные диаграммы, основные состояния энергии и волновые функции носителей для инъекции 100 мА. Внутреннее поле наклоняет профиль зон КЯ, и QCSE уменьшает перекрытие электрон-дырка по мере расширения КЯ. Энергии основных состояний составляют 4,733, 4,669 и 4,637 эВ для Светильников А, Б и С, соответствующие наблюдаемым длинам волн. Высоты барьеров растут от 0,030 эВ (А) до 0,069 эВ (С), тем не менее Светильник А все равно страдает от перелива электронов, в то время как эффективность Светильника С ограничена QCSE. Таким образом, яма 3,5 нм балансирует замыкание и перекрытие, давая наивысшую ВКЭ. При низкой температуре относительные кривые ВКЭ заметно смещаются. Рис. 3а показывает, что при 5 К максимальная ВКЭ Светильника Б в 8,2 и 1,6 раза выше, чем у А и С соответственно. Рис. 3б раскрывает, что ток, необходимый для пиковой ВКЭ, уменьшается с температурой для всех приборов. Падение концентрации дырок при охлаждении — из-за энергии ионизации Mg в p-AlGaN — снижает доступность носителей, в то время как ток перелива электронов, выраженный как J_overflow = D (ΔE/kT)³ q B l, растет при снижении T [22]. Следовательно, оптимальная точка инъекции смещается к меньшим токам. При 5 К заморозка нерадиационных центров улучшает внутреннюю эффективность, особенно выгодно для Светильника С с наибольшим активным объемом. Это объясняет сниженное отношение ВКЭ Светильника Б к С при 5 К по сравнению с КТ, в то время как отношение к А увеличивается. В целом, данные подчеркивают критическую роль ширины КЯ, поляризационных полей и температуры в определении производительности DUV светодиодов.

а ЭЛ спектры при КТ для Светильников А, Б и С под 100 мА. Все спектры нормированы к межзонной эмиссии. б Относительная ВКЭ в зависимости от импульсного тока.

Зонная структура, основной уровень энергии и волновые функции носителей для (а) Светильника А, (б) Светильника Б и (в) Светильника С при 100 мА.

а Относительная ВКЭ при 5 К. б Токозависимая относительная ВКЭ при различных температурах для Светильника Б.

Концентрации дырок в активной области при 100 К и 300 К для Светильника Б под 100 мА инъекции.

J_overflow = D (ΔE/kT)³ q B l, где D — постоянная, ΔE — разность Ферми-уровня и края зоны КЯ, k — постоянная Больцмана, T — температура, q — заряд электрона, B — бимолекулярный коэффициент радиационной рекомбинации, l — толщина MQW. При низких T T⁻³ зависимость вызывает выраженный рост J_overflow, объясняя сниженный инъекционный ток для пиковой ВКЭ. Это, в сочетании с уменьшением концентрации дырок, объясняет наблюдаемые тренды по температурам.

Заключение

Мы систематически изучили влияние ширины КЯ на электролюминесценцию AlGaN глубоких УФ-светодиодов от 5 К до КТ. КЯ 3,5 нм дала максимальную ВКЭ — в 6,8 раза (КТ) и 8,2 раза (5 К) выше, чем при 2 нм, и в 4,8 раза (КТ) и 1,6 раза (5 К) выше, чем при 5 нм. Эти вариации возникают из баланса между снижением нерадиационной рекомбинации, увеличением активного объема и оптимальным электронно-дырочным перекрытием. Температурно-зависимые измерения показывают, что необходимый ток для пиковой ВКЭ снижается при понижении T, движимый усиленным переливом электронов и подавленной концентрацией дырок. Выводы дают четкую структуру для инженерии размеров КЯ и операционных условий для максимизации эффективности в AlGaN глубоких УФ-светодиодах.

Аббревиатуры

DUV LEDs

Светодиоды глубокого ультрафиолета

EL

Электролюминесценция

EQE

Внешняя квантовая эффективность

MQW

Множественная квантовая яма

PL

Фотолюминесценция

QCSE

Квантово-ограниченный эффект Старка

QW

Квантовая яма

RT

Комнатная температура