Оптические свойства InGaN/GaN квантовых ям: влияние толщины покрывающего слоя GaN

Аннотация

Три образца InGaN/GaN MQW с разной толщиной покрывающего слоя GaN выращены методом металлоорганической химической осаждения из паровой фазы (MOCVD) для исследования оптических свойств. Обнаружено, что более толстый покрывающий слой эффективнее предотвращает испарение индия в слое квантовой ямы InGaN. Кроме того, квантово-ограниченный эффект Старка (QCSE) усиливается с увеличением толщины покрывающего слоя GaN. Сравнивая результаты электролюминесценции, мы фокусируемся на различии локализационных состояний и дефектов в трех образцах, вызванных различной толщиной покрывающего слоя, для объяснения аномалий в измерениях фотолюминесценции при комнатной температуре. Установлено, что слишком тонкий слой GaN усугубляет неоднородность локализационных состояний в слое InGaN QW, а слишком толстый — порождает больше дефектов в слое GaN.

Введение

Структуры InGaN/GaN множественных квантовых ям (MQW) широко используются в активных областях светодиодов (LED) и лазерных диодов (LD) видимого диапазона, достигнув большого успеха. Повышение качества InGaN/GaN MQW технологически важно для создания высокопроизводительных GaN-основанных LED и LD. В предыдущих исследованиях найдено, что высокотемпературно выращенный GaN (HT-GaN) квантовые барьеры (QB) улучшают кристаллическое качество и светосилу InGaN/GaN квантовых ям. Из-за слабой связи In-N температура роста слоя InGaN QW обычно ниже, чем у GaN QB, для получения высокого содержания индия. Это может вызывать испарение атомов индия из InGaN QW при росте GaN QB при более высокой температуре. Введение низкотемпературно выращенного покрывающего слоя GaN (LT-GaN cap) между InGaN QW и GaN QB эффективно снижает десорбцию индия, улучшая равномерность толщины слоя InGaN QW и распределения индия. Однако при снижении температуры роста покрывающего слоя GaN миграционная способность ад атомов ослабевает, ухудшая качество GaN. Также сообщается, что количество дефектов растет с увеличением толщины LT-GaN покрывающего слоя, что не способствует улучшению равномерности распределения индия и светосилы InGaN квантовых ям. Многие предыдущие работы не фокусировались на влиянии локализационных состояний на люминесцентные свойства в активной области с различной толщиной покрывающего слоя GaN. В данной работе с помощью рентгеновской дифракции (XRD), электролюминесценции (EL) и фотолюминесценции (PL) изучается влияние толщины LT-GaN покрывающего слоя на структуру и люминесцентные свойства InGaN/GaN MQW, подробно описывается роль локализационных состояний в люминесцентных характеристиках методом температурно-зависимой PL.

Методы

Три образца InGaN/GaN MQW выращены на сапфировой подложке (0001) методом MOCVD. Все образцы имеют одинаковую структуру: нелегированный GaN буферный слой (1,2 мкм), Si-легированный n-GaN слой (1 мкм), двухпериодная активная область InGaN/GaN MQW и Mg-легированный p-GaN слой (40 нм). При росте активной области InGaN/GaN условия роста InGaN QW были идентичны; тонкий LT-GaN покрывающий слой росли при той же температуре, что и InGaN QW (710 °C), для предотвращения испарения индия. Время роста LT-GaN покрывающего слоя составляло 150 с, 300 с и 500 с для образцов A, B и C соответственно; затем температура роста GaN QB повышали до 810 °C для улучшения качества материала GaN QB, время роста HT-GaN QB было одинаковым. Рентгеновская дифракция (XRD) использовалась для определения структурных параметров. Электролюминесценция (EL) и фотолюминесценция при комнатной температуре (PL) характеризовали оптические свойства активных областей.

EL спектры измеряли высокоразрешающим спектрометром Ocean Optics HR2000 при постоянном токе (DC), выходная мощность детектировалась Si фотодиодом, пиковая энергия EL и FWHM — монохроматором и фотоумножителем. Для PL измерений использовали непрерывный волновой He-Cd лазер (λ = 325 нм) с мощностью 3 мВт и размером пятна 0,5 мм². Температурно-зависимые PL измерения от 30 К до 300 К проводили для анализа влияния локализационных состояний на люминесцентные характеристики с использованием GaN полупроводникового лазера (405 нм, 5 мВт) в качестве источника возбуждения. Образец охлаждали свободно текущим жидким гелием и замкнутым циклом холодильника CTI Cryogenics для температурно-зависимых измерений.

Результаты и обсуждение

На рис. 1a показаны дифракционные картины плоскости (0002), полученные ω-2θ сканированием для этих образцов. Спутниковые пики четко видны, указывая на существование тонкой периодической структуры и резких границ в MQW. С помощью SmartLab Studio II и программы Global Fit (продвинутый параллельный метод темперинга для анализа данных дифрактометра SmartLab) получены среднее содержание индия, толщина QB и QW, как показано в таблице 1. Ясно видно, что содержание индия в QW растет с увеличением толщины LT-GaN покрывающего слоя, что подтверждает, что более толстый слой эффективнее предотвращает испарение индия. На рис. 1b показано обратное пространственное отображение (RSM) образца C. Основной пик GaN и спутниковые пики лежат на одной линии, что говорит о том, что слои QW с наивысшим содержанием индия во всех образцах полностью находятся в напряжении. Следовательно, влияние пьезоэлектрического поля на светосвойства должно учитываться.

На рис. 2 показаны EL спектры образцов A, B, C при токе 5 мА. Пиковая длина волны составляет 453,6 нм, 456,3 нм и 466,7 нм для образцов A, B, C соответственно. Из результатов XRD, по мере увеличения толщины LT-GaN покрывающего слоя, увеличенное содержание индия в QW вызывает красный сдвиг пиковой энергии EL. Также найдено, что интенсивность EL уменьшается с увеличением толщины LT-GaN покрывающего слоя. Известно, что более толстый барьерный слой GaN (суммарная толщина LT-GaN cap и HT-GaN QB) увеличивает расстояние пробега дырок от p-GaN к активной области, снижая эффективность инъекции дырок, что приводит к уменьшению интенсивности EL. Кроме того, увеличение содержания индия усиливает пьезоэлектрическое поле в слое InGaN QW, так что наклон энергетической зоны усиливается, вызывая красный сдвиг пиковой излучения и снижение квантовой эффективности — известный как квантово-ограниченный эффект Старка (QCSE). Для проверки влияния QCSE на EL, пиковая энергия и FWHM EL при разных инъекционных токах показаны на рис. 3. По мере увеличения инъекционного тока синий сдвиг пиковой энергии излучения можно приписать эффекту заполнения зон и компенсации QCSE эффектом экранирования зарядов. Поскольку образец C с наибольшим содержанием индия имеет самую глубокую потенциальную яму и сильнейшее пьезоэлектрическое поле, эффект заполнения зон и экранирования зарядов наиболее значительны, поэтому величина синего сдвига пиковой энергии EL максимальна для образца C (166 мэВ). Эффект заполнения зон и экранирования зарядов в образце A слабее, поэтому сужение запрещенной зоны из-за теплового эффекта постепенно доминирует при высоком инъекционном токе (50 мА), вызывая красный сдвиг пиковой энергии. Для образца A FWHM растет с увеличением инъекционного тока (рис. 3b), указывая на то, что расширение EL спектра, индуцированное эффектом заполнения зон, всегда доминирует. Сообщалось, что экранирование зарядов поляризованного электрического поля в InGaN QW вызывает сужение полосы EL спектра с ростом инъекционного тока. Поэтому для образцов B и C эффект заполнения зон значителен при низких инъекционных токах, и EL спектр расширяется. При дальнейшем увеличении тока процесс экранирования поляризованного поля постепенно доминирует, поэтому FWHM падает. Кроме того, ток, соответствующий точке перегиба FWHM от роста к падению для образцов B и C, составляет около 10 мА и 20 мА соответственно, что также подразумевает, что пьезоэлектрическое поле в образце C сильнейшее.

На рис. 4a показаны спектры PL при комнатной температуре для образцов A, B, C при мощности возбуждения 5 мВт лазером 405 нм. Пиковая длина волны: 473,1 нм, 472,9 нм и 478,2 нм для A, B, C. Поскольку интенсивность PL образцов B и C на рис. 4a относительно слабая, также использовали He-Cd лазер 325 нм для PL эксперимента. Результаты PL на рис. 4a и b согласованы, исключая неопределенность результатов рис. 4a. Сравнивая с EL измерениями (рис. 2), найдены аномалии на рис. 4a: (1) Образец A содержит меньше индия, чем B, но пиковая длина волны A слегка длиннее B; (2) интенсивность PL образцов B и C похожи, а светосила A намного выше B и C. Для выяснения причин провели температурно-зависимую PL (TDPL) для трех образцов, зависимость пиковой энергии PL от температуры показана на рис. 5. Для образца B пиковая энергия монотонно уменьшается с ростом температуры. Обычно рост температуры, вызывающий сужение запрещенной зоны, приводит к красному сдвигу энергии излучения. Однако для образца A заметен синий сдвиг при повышении температуры от 70 К до 190 К. Термическая перераспределительная локализованных экситонов использовалась для объяснения аномального синего сдвига в TDPL: с ростом температуры локализованные экситоны термически активируются и термически переходят от минимумов потенциала локализационных состояний к состоянию с более высокой энергией. Для образца C пиковая энергия PL почти не меняется в диапазоне 50–175 К, что указывает на компенсацию эффекта сужения запрещенной зоны и эффекта локализации экситонов.

Учитывая эффект локализации экситонов, модель хвоста зоны может быть пересмотрена для описания температурно-зависимой пиковой энергии излучения:

$$ E_0(T) = E_0(0) - \frac{\alpha T^2}{T + \beta} - \frac{\sigma^2}{k_B T} $$ (1)

где E₀(0) — запрещенная зона при T=0, α и β — параметры Варшини, k_B — постоянная Больцмана. Третий член σ — стандартное отклонение локализованного распределения, описывающий степень эффекта локализации: большее σ означает более сильную неоднородность локализационных состояний. Флуктуации содержания индия в InGaN могут быть основной причиной формирования хвоста зоны. Состояния в хвостах зон формируются в минимумах локального потенциала, похоже на квантовые точки. Рекомбинация электрон-дырочных пар в этих самосформированных квантовых точках рассматривается как рекомбинация локализованных экситонов. Модель неприменима при низких температурах из-за сильной вырожденности и возможного отклонения от квазиравновесия. Параметр подгонки σ равен 36,96 мэВ, 18,89 мэВ, 23,77 мэВ для A, B, C, что подразумевает, что локализационные состояния образца A с самым тонким покрывающим слоем наиболее неоднородны. В общем, локализационные состояния возникают из индий-богатых кластеров разного размера и флуктуаций толщины QW в InGaN сплавах. Поэтому мы полагаем, что более тонкий LT-GaN покрывающий слой не может эффективно предотвратить десорбцию индия при повышении температуры для роста GaN QB. Процесс случайного испарения индия приводит к флуктуациям содержания индия и толщины InGaN QW. Для образца B толщина покрывающего слоя 1,8 нм достаточно, чтобы защитить индий от десорбции и сформировать более равномерный слой InGaN QW. Неоднородные локализационные состояния обычно удерживают более глубокое потенциальное состояние и вызывают красный сдвиг пиковой энергии излучения. Поэтому пиковая длина волны образца A длиннее образца B на рис. 4. Увеличение содержания индия в слое InGaN QW также способствует формированию крупных индийных кластеров, что объясняет, почему эффект локализации экситонов в образце C с наивысшим содержанием индия слегка сильнее, чем в B.

На рис. 6 показана интегральная интенсивность PL в зависимости от температуры для образцов A и C, хорошо аппроксимируемая выражением:

$$ I(T) = \frac{1}{1 + \sum_i C_i \exp\left(-\frac{E_i}{k_B T}\right)} $$ (2)

где C_i — константа, соответствующая плотности нерадиационных центров рекомбинации, E_i — энергия активации нерадиационных центров. Параметры подгонки C_i и E_i показаны в таблице 2. Заметим, что напряжение фотомножителя в решетчатом спектрометре для образца B было установлено ниже, чем для A и C при TDPL измерениях; поэтому интегральная интенсивность PL образца B самая низкая, но это не влияет на результаты подгонки.

C₂ для образцов B и C больше, чем для A, указывая на то, что в более толстом LT-GaN покрывающем слое формируется больше дефектов. Наблюдалось, что дефекты в LT-cap слое растут с увеличением его толщины. Влияние дефектов в LT-GaN покрывающем слое рядом с квантовой ямой на интенсивность PL значительно, так как волновые функции электронов и дырок проникают в барьеры. Энергия активации 79,67 мэВ (E_a2 для образца A) связана с эмиссией дырок из QW с последующим захватом дефектами барьера и нерадиационной рекомбинацией, что согласуется с отчетами Олайсолы. Мы также сравнили микро-PL изображения образцов A, B, C (рис. 7). Темные пятна на микро-PL изображениях можно приписать нерадиационной рекомбинации в активной области InGaN/GaN. По сравнению с образцом A, в образцах B и C очевидно наблюдается больше крупных темных пятен, указывая на большее количество дефектов в более толстом LT-GaN покрывающем слое. В общем, термический отжиг после LT cap слоя реализуют для уменьшения индийных кластеров в слое InGaN и улучшения кристаллического качества. Если cap слой слишком толстый, эффект термического отжига ослабевает, и формирование большего количества металлических осадков индия препятствует диффузии ад атомов GaN покрывающего слоя и вводит больше дефектов в LT-cap слой. Появление большего количества дефектов и более сильного QCSE в InGaN/GaN MQW с более толстым LT-GaN покрывающим слоем невыгодно для улучшения светосилы, так почему интенсивность PL образца C сравнима с B? На самом деле, локализационные состояния также играют важную роль в повышении квантовой эффективности. Носчители могут захватываться в локализационные состояния и рекомбинировать радиативно. Чем сильнее эффект локализации экситонов, тем больше носителей не будет захвачено дефектами, что, кажется, объясняет схожую интенсивность PL образцов B и C и намного более высокую светосилу образца A.

Заключение

Подводя итог, изучено влияние толщины покрывающего слоя GaN на оптические характеристики. Результаты XRD показывают, что более толстый покрывающий слой эффективнее защищает индий от десорбции. QCSE усиливается и эффективность инъекции дырок снижается с увеличением толщины покрывающего слоя GaN. Различные степени эффекта локализации экситонов, индуцированные разной толщиной покрывающего слоя GaN, объясняют аномалии пиковой длины волны и интенсивности PL для трех образцов. Слишком тонкий LT-cap слой усугубляет неоднородность локализационных состояний в слое InGaN QW, а слишком толстый — порождает больше дефектов в слое GaN. Следовательно, оптимизация толщины LT-GaN покрывающего слоя — ключевой вопрос для повышения равномерности и светосилы активного слоя InGaN.

Доступность данных и материалов

Наборы данных, использованные и/или проанализированные в ходе текущего исследования, доступны у соответствующего автора по обоснованному запросу.

Аббревиатуры

MOCVD:

Металлоорганическое химическое осаждение из паровой фазы

QCSE:

Квантово-ограниченный эффект Старка

MQWs:

Множественные квантовые ямы

QB:

Квантовый барьер

LEDs:

Светодиоды

LDs:

Лазерные диоды

HT:

Высокая температура

LT:

Низкая температура

EL:

Электролюминесценция

TDPL:

Температурно-зависимая фотолюминесценция

XRD:

Рентгеновская дифракция

FWHM:

Полная ширина на полувысоте