WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 7 Анализ причин падения эффективности электролюминесценции светодиодных гетероструктур AlGaInN при большой плотности тока накачки ¶ © И.В. Рожанский, Д.А. Закгейм Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 20 октября 2005 г. Принята к печати 1 декабря 2005 г.) Работа посвящена теоретическому объяснению характерного для светодиодных гетероструктур на основе AlInGaN падения эффективности электролюминесценции с ростом тока накачки. В результате численного моделирования показано, что рост внешнего квантового выхода при малых значениях плотности тока J 1А/см2 обусловлен конкуренцией между излучательной и безызлучательной рекомбинацией. Падение же квантового выхода при плотностях тока J > 10 А/см2 связано с уменьшением коэффициента инжекции дырок в активную область. Показано, что в этом эффекте важную роль играет заглубление энергетического уровня акцепторов в эмиттере AlGaN, а также малые значения подвижностей электронов и дырок в p-области.

Предложена модификация светодиодной гетероструктуры, в которой спад эффективности с ростом тока накачки наблюдаться не должен.

PACS: 42.55.Px, 73.40.Kp, 73.63.Hs, 78.20.Bh, 78.67.De, 85.60.Jb.

1. Введение новый сдвиг максимума не наблюдается вплоть до плотности тока J 100 А/см2 [7,8]. Малые значения плотноЗначительные успехи в создании высокоэффективных сти тока, при которых наблюдается спад внешнего квансветодиодов на основе AlGaInN, излучающих в видимой тового выхода, не позволяют также рассматривать в каи ближней ультрафиолетовой областях спектра, делают честве основной его причины перегрев активной области возможным создание источников белого света широкого светодиода. Так, измерения оптических характеристик применения. Однако для подобных применений поми- светодиодов в режиме импульсной накачки показали, мо высокой эффективности требуется также высокая что падение квантовой эффективности действительно не оптическая мощность, что в свою очередь приводит к связано с перегревом активной области [9].

необходимости использования больших плотностей тока В данной работе предпринимается попытка объясненакачки. В то же время для гетероструктур на основе ния наблюдаемого падения квантового выхода с ростом нитридов III группы характерен довольно резкий спад тока накачки особенностями транспорта носителей заряэффективности с увеличением тока накачки [1]. Так, ре- да в гетероструктуре AlInGaN. Как известно, внешний кордные значения эффективности более 50% получены квантовый выход электролюминесценции может быть при токе 1 мА, а при токе I 100 мА внешняя квантовая записан как произведение трех факторов [10]:

эффективность оказывается вдвое ниже [2]. Для типич = int inj extr, (1) ных коммерческих светодиодных гетероструктур при возрастании тока накачки квантовый выход сначала расгде int — внутренний квантовый выход, inj — коэффитет, а затем начинает падать. Максимум достигается при циент инжекции, extr — эффективность вывода света.

токе I 1-10 мА, соответствующая характерная велиВнутренний квантовый выход int отражает эффективчина плотности тока составляет J 1-10 А/см2. Анализ ность излучательной рекомбинации в активной области большого количества экспериментальных данных позвогетероструктуры и определяется в основном степенью ляет утверждать, что такая зависимость является харак- ее кристаллического совершенства. Коэффициент вытерной для большинства светодиодных гетероструктур вода света extr определяется дизайном светодиода и на основе нитридов III группы (см., например, [3,4]).

не зависит от величины тока накачки. Коэффициент Рост квантового выхода при малых токах накачки инжекции inj показывает, какая часть полного тока принято связывать с конкуренцией процессов излучаприходится на рекомбинацию в активной области (как тельной и безызлучательной рекомбинации в активной излучательную, так и безызлучательную), т. е. какая области [5], представляющей собой обычно одну или часть носителей инжектируется в активную область и несколько квантовых ям. В то же время падение кванрекомбинирует в ней.

тового выхода при увеличении плотности тока накачки В данной работе рассматривается именно зависимость в настоящее время не имеет удовлетворительного объяскоэффициента инжекции от тока накачки, поскольку, нения. Так, попытки объяснения падения эффективности на наш взгляд, эта зависимость играет основную роль заполнением квантовых ям активной области [6] не нав наблюдаемом спаде внешнего квантового выхода.

ходят подтверждения при анализе измеренных спектров Для анализа этой зависимости разработана диффузиэлектролюминесценции. Соответствующий коротковолонно-дрейфовая модель, позволяющая проводить анализ ¶ E-mail: igor@quantum.ioffe.ru транспорта носителей в реальной гетероструктуре путем 862 И.В. Рожанский, Д.А. Закгейм решения уравнений непрерывности совместно с уравне- Транспорт носителей при приложенном смещении нием Пуассона с учетом пьезополей. Модель в отличие моделируется в диффузионно-дрейфовом приближении.

от ранее известных моделей транспорта в гетерострукту- Выражения для плотности электронной и дырочной рах AlInGaN учитывает также процессы перезарядки лекомпонент тока имеют вид гирующей примеси, играющие существенную роль. Мы не учитываем квантово-механические детали рекомбина- Jn = enµn + eDnn, ции в квантовой яме. Безызлучательная рекомбинация оказывает влияние на зависимость квантового выхода от Jp = epµp - eDpp, (5) тока накачки только на участке роста и поэтому в работе где подвижности µn и µp связаны с коэффициентами не обсуждается подробно. Тем не менее разработанная диффузии Dn и Dp соотношениями Эйнштейна:

модель позволяет учитывать безызлучательную рекомбинацию и воспроизводит участок роста квантового µn 1 dn выхода при малых токах.

=, Dn n dEF µp 1 dp 2. Диффузионно-дрейфовая =. (6) Dp p dEF модель транспорта в гетероструктуре AlInGaN Уравнения непрерывности тока для электронов и дырок имеют вид В разработанной одномерной модели светодиодная гетероструктура представлена как набор слоев с со- dn = div Jn - Reh - ReD, ответствующими параметрами материалов и уровнями dt e легирования. Значения материальных констант для GaN dp и твердых растворов AlGaN, InGaN взяты преимуще= div Jp - Reh - RhA, (7) ственно из обзора [11]. Равновесная зонная диаграмма dt e и концентрации носителей заряда находятся путем чисгде Reh — суммарная скорость рекомбинации электленного решения уравнения Пуассона с учетом поляриронно-дырочных пар, т. е. разность скоростей рекомбизации:

нации и генерации, а ReA и RhD — суммарные e - + скорости захвата электрона (дырки) на ионизованный (- + P) = -n() +p() - NA () +ND(), донор (акцептор).

(2) Модель учитывает перезарядку примесей: концентрагде — электрический потенциал, P — электрическая ции неподвижных зарядов — ионизованных доноров и поляризация, — диэлектрическая проницаемость. Кон- акцепторов — могут изменяться вследствие процессов центрации свободных носителей n, p и ионизованных захвата и эмиссии электронов и дырок:

- + примесей NA, ND описываются фермиевской статистикой [12]: dNA = -RhA, dt n = Nc (EF - Ec + e)/kT, 1/+ dND p = Nv (-EF - e)/kT, 1/= -ReD. (8) dt + ND = ND F (EF - ED + e)/kT, Выражения для скоростей рекомбинации даются формуNA = NA F (-EF + EA - e)/kT. (3) лами [12]:

Здесь Nc, Nv — эффективные плотности состояний элекReh = eh np - n0p0, тронов и дырок; NA и ND — концентрации акцепторов + ND - ND и доноров; EF — уровень Ферми; Ec — положение + +ReD = eD nND - n0NA, +дна зоны проводимости; ED, EA — энергии донорного ND - ND и акцепторного уровней соответственно. За нуль по NA - NA - -шкале энергий принят уровень потолка валентной зоны.

RhA = hA pNA - p0NA, (9) -NA - NA F и — функция Ферми и интеграл Ферми соответ1/ственно, T — температура.

где индекс 0 обозначает соответствующую концентраУровень Ферми EF находится из условия электроцию в равновесии. Величины eh, eD и hA —константы нейтральности для всего объема образца:

рекомбинации для соответствующих процессов.

Уравнения (7), (8) в сочетании с уравнением Пуассо+ p(x) - n(x) +ND(x) - NA (x) dx = 0. (4) на (2) образуют полную систему уравнений относительx но неизвестных — концентраций носителей заряда n, p, - + NA, ND и электрического потенциала.

Формулы (2), (4) образуют полную систему уравнений относительно неизвестных — электрического потенциа- Для численного решения системы уравнений (2), (4) ла и уровня Ферми EF. в стационарном случае и (7), (8), (2) в нестационарном Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Анализ причин падения эффективности электролюминесценции светодиодных гетероструктур... случае дискретизируются на одномерной неравномер- вание донорной примесью (Si) с энергией активации Ec ной сетке (x0... xN), с применением разностной схемы - ED = 0.01 эВ и концентрацией ND = 2 · 1018 см-3, 2-го порядка. Сетка имеет сгущения вблизи гетерогра- темным — легирование акцепторной примесью (Mg) с ниц и градиентов легирования. Полученная в результа- энергией активации EA - Ev = 0.15 эВ и концентрацией NA = 1019 см-3.

те дискретизации система нелинейных алгебраических При приложении прямого смещения электроны из уравнений решается методом Ньютона-Рафсона.

n-области и дырки из p-области движутся навстречу друг Для решения системы линейных алгебраических уравдругу и рекомбинируют в основном в области квантовой нений, возникающей на каждом шаге процесса Ньютона, ямы InGaN. Коэффициент инжекции есть отношение применялся многофронтальный метод для разреженных тока рекомбинации, проинтегрированного по яме, к полматриц [13]. Реализованный алгоритм позволяет моденому току. В случае, когда он равен единице, рекомбиналировать как стационарное состояние, так и временную ция происходит только в квантовой яме. На рис. 2 покаэволюцию системы при наложении нестационарных гразан процесс инжекции носителей заряда в активную обничных условий. Однако в данной работе модель исласть (квантовую яму) при различных плотностях тока.

пользовалась только для вычисления постоянного тока.

На рисунке показаны зонные диаграммы, профили конПоэтому производные в левых частях уравнений непрецентрации электронов и дырок и скорость рекомбинации рывности (7), (8) полагались равными нулю.

для плотности тока накачки Ja = 10 А/см2 (рис. 2, a) и для плотности тока Jb = 104 А/см2 (рис. 2, b). На рис. показана зависимость коэффициента инжекции от плот3. Обсуждение результатов ности тока накачки, стрелками на ней показаны точки, 3.1. Инжекция в светодиодной гетероструктуре рассмотренные детально на рис. 2, a и b. Видно, что при малых плотностях тока только в квантовой яме имеется На рис. 1 показана схема и рассчитанная зонвысокая концентрация электронов и инжектированных ная диаграмма типичной светодиодной гетероструктудырок, а рекомбинационный ток локализован в активной ры с квантовой ямой InGaN в активной области и области (рис. 2, a). Коэффициент инжекции при этом эмиттером AlGaN. Светлым тоном показано легироблизок к единице (рис. 3). При увеличении прямого смещения на p-n-переходе электроны начинают проникать в p-область, эффективность эмиттера снижается и рекомбинация распространяется за активную область.

Это и приводит к уменьшению коэффициента инжекции.

Однако, как видно из рис. 3, этот спад происходит при очень высоких плотностях тока — около 104 А/см2, что не соответствует экспериментальным данным.

3.2. Влияние значений подвижности носителей тока в p-области Как показано на рис. 3, падение эффективности инжекции наблюдается в модельном расчете при больших плотностях тока. Однако существуют два обстоятельства, которые ключевым образом влияют на положение спада на кривой зависимости коэффициента инжекции от плотности тока накачки. Первое обстоятельство заключается в том, что подвижности электронов и дырок в p-GaN оказываются намного ниже соответствующих подвижностей в n-области. Так, в работе [14] экспериментально определялась подвижность основных и неосновных носителей заряда в GaN, легированном Mg.

Авторы считают, что доминирующим механизмом рассеяния носителей является рассеяние на нейтральном Mg, и, исходя из этого, приводят оценки для значений подвижностей основных и неосновных носителей в p-GaN порядка 1 см2/(В · с), что оказывается близко к экспериментальным данным. Наши результаты моделирования показали, что значения подвижностей в p-GaN существенно влияют на инжекцию. Подстановка полученных в [14] значений подвижности смещает кривую спада Рис. 1. Схема светодиодной гетероструктуры с квантовой ямой InGaN в активной области и эмиттером AlGaN. Внизу — коэффициента инжекции в область на порядок меньших зонная диаграмма гетероструктуры. значений плотности тока (рис. 4).

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 864 И.В. Рожанский, Д.А. Закгейм Рис. 2. Зонные диаграммы, профили концентрации электронов и дырок и скорости рекомбинации при малом (a) и большом (b) токе накачки.

Рис. 3. Рассчитанная зависимость коэффициента инжекции от Рис. 4. Влияние подвижностей носителей тока в p-GaN на плотности тока. Стрелки a и b соответствуют значениям Ja и Jb. коэффициент инжекции.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Анализ причин падения эффективности электролюминесценции светодиодных гетероструктур... 3.4. Сравнение результатов моделирования с экспериментальными данными На рис. 6 приведено сравнение результатов расчета с экспериментальной зависимостью внешнего квантового выхода от плотности тока накачки, взятой из работы [14]. В расчете была учтена безызлучательная рекомбинация в активной области. При этом считалось, что в активную область введены примеси акцепторного типа, отождествляемые с центрами безызлучательной рекомбинации (дислокациями), и подобраны соответствующие скорости рекомбинации, обеспечивающие наилучшее согласие с экспериментом. Такой подход, не описывающий квантово-механические детали рекомбинации в квантовой яме, конечно, носит качественный характер. Кроме того, экспериментальные значения скоРис. 5. Влияние энергии активации Mg в эмиттере AlGaN на рости безызлучательной рекомбинации и концентрации коэффициент инжекции.

дефектов в активной области моделируемой структуры известны чрезвычайно приближенно. Тем не менее модель описывает конкуренцию излучательной и безызлучательной рекомбинации при малых плотностях тока и воспроизводит начальный участок роста квантового выхода. В приведенном на рис. 6 расчете концентрация центров безызлучательной рекомбинации составляет Ndef = 2 · 1016 см-3, что соответствует плотности дислокаций порядка Ndisl 108 см-2.

Рис. 6. Сравнение расчетной (штриховая линия) и экспериментальной (сплошная линия) зависимостей нормированной внешней квантовой эффективности от плотности тока накачки.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.