Электролюминесценция в ближней УФ-области в однополярно легированных, биполярно-туннельных гетероструктурах GaN / AlN

Излучение света первоначально наблюдалось на глаз через микроскоп станции-зонда, когда RTD были смещены выше ~ 5 В. Наблюдался сильный фиолетовый свет, исходящий от периферии мезы, как показано на Рисунок 1е с полностью повторяющимся отрицательным дифференциальным сопротивлением (NDR) при комнатной температуре (показано ниже на рисунке 3). Излучение света было достаточно ярким, чтобы его можно было легко измерить на коммерческом решеточном спектрометре, подключенном к устройству через связанный в зонд волоконный зонд, расположенный в непосредственной близости. Спектры излучения всех трех образцов ( Рисунок 2a – 2c ) демонстрирует доминирующий пик с центром около 360 нм, который увеличивается по интенсивности с увеличением напряжения смещения и имеет значения полной ширины на половине максимума (FWHM) 14 нм для образца A, 16 нм для образца B и 14 нм для образца C. при положительном смещении напряжения FWHM остается ≤16 нм даже при самых высоких уровнях приложенного смещения без значительного уширения спектра. Излучение с длиной волны 360 нм объясняется переходами в поперечные щели, поскольку длина волны близко соответствует запрещенной зоне GaN 3,44 эВ при комнатной температуре. 15 , С увеличением напряжения смещения излучаемый свет остается достаточно оптически чистым во всех трех образцах без какого-либо значительного подзонного излучения, как сообщалось во многих других результатах излучения GaN. Однако устройства, изученные в этой работе, часто выходили из строя в виде короткого замыкания, так как смещение было поднято выше критического напряжения пробоя (например, ≈7 В). фигура 2

Измеренный спектр света, излучаемый типичными приборами размером 7 × 10 мкм2, как функция смещения напряжения для ( a ) образца A, ( b ) образца B и ( c ) образца C. Также отображается ток соответствующего устройства. Все измерения проводились при комнатной температуре.

Вольт-амперные характеристики комнатной температуры ( I - V ), интенсивность света в зависимости от напряжения ( L - V ) и интенсивность света в зависимости от тока ( L - I ) для всех трех образцов отображаются в Рисунок 3 , Хотя обе кривые L - V и L - I демонстрируют пороговый эффект, кривые L - I различаются между образцами, тогда как кривые L - V показывают общий порог (~ 4,7 В). Выше порога кривая L - V показывает экспоненциальный рост излучения света в зависимости от напряжения смещения.

Кривые постоянного тока I - V и L - V для всех трех образцов при положительном и отрицательном смещениях напряжения. На вставке показаны кривые L - I для всех трех образцов.

Интенсивность дальнего поля RT-светодиодов была измерена, несмотря на затенение зондов GSG на DUT. Было обнаружено, что дальнее поле значительно зависит от угла места θ в Рисунок 4а но относительно не зависит от азимутального угла φ . Это наблюдение согласуется с соображениями симметрии, учитывая, что излучающая структура представляет собой мезу с открытыми боковыми стенками по периферии. Оптические измерения под пятью углами возвышения для образца B показаны на Рисунок 4b все на расстоянии 1,8 см от мезы. Полученные точки данных соответствовали кубическому полиному, и наилучшее совпадение было I ( θ ) = - 7,6 × 102 θ 3 + 1,5 × 103 θ 2–3,3 × 102 θ +450. Полная мощность была оценена в верхнем полушарии с помощью прямоугольного приближения где ℜ I ≈0,1 AW − 1 - текущая чувствительность фотодиода при 360 нм, а Ωp - телесный угол, на который направлен фотодиод относительно начала координат, определяемого излучающим диодом на расстоянии 1,8 см, так что Ωp ≈0,010 str , Установив Δθ = 1,0 ° (0,017 рад), находим P tot = 4,7 × 10–6 Вт. EQE, η ext 16 , была рассчитана с дополнительными параметрами I B = 18,8 мА и h ν = 3,4 эВ и привела к оценке нижнего предела η ext ≈ 0,0074%.

( а ) Экспериментальная установка, используемая для измерения излучаемой мощности под различными углами θ от полярной оси и в телесный угол Ωp, определяемый площадью кремниевого фотодиода и диапазоном r от излучателя монополярно-легированного легированного GaN. ( b ) Фототок в зависимости от угла места для образца B, полученного с помощью установки в a . Точки данных показаны сплошными кружками, а подгонка кубической полиномиальной кривой - пунктирной линией.

Это значение η ext значительно ниже современных значений ~ 50% для оптимизированных биполярных (pn) GaN-светодиодов 17 , Тем не менее, мы подчеркиваем, что это значение является консервативным, учитывая выбросы только в верхнюю полусферу и игнорируя внутренние механизмы потерь, такие как полное внутреннее отражение. Кроме того, эти устройства не предназначены для уравновешивания электронных и дырочных токов, так что заявленная радиационно-дырочная радиационная рекомбинация в настоящее время ограничена дырками. Тем не менее, насколько нам известно, это значение выше, чем значения, сообщенные для любого другого излучателя GaN с однополярным легированием на сегодняшний день, такого как значение УФ-излучения 10-6%, сообщенное в Zimmler et al. 18 ,

Первоначальное моделирование NEGF показывает, что дырки, необходимые для наблюдаемого поперечного излучения, создаются туннелированием Зенера через проставку коллектора UN GaN ( Рисунок 5 ). Большое внутреннее электрическое поле присутствует как следствие поляризационной плотности заряда, вызванной двумя механизмами: один из пьезоэлектрической поляризации из-за резкого несоответствия решетки между AlN (4,982 Å) и GaN (5,185 Å), а другой из-за разрыва спонтанная поляризация между AlN (-0,081 C м-2) и GaN (-0,029 C м-2) 19 , 20 , 21 , 22 , 23 , 24 , 25 , Плотность индуцированного поверхностного заряда может достигать уровней σ ~ 5,5 × 1013 см-2, что приводит к полям, приближающимся к 10 МВ см-1 в AlN и на его границе со слоями GaN. 20 , Эти огромные электрические поля, вызванные поляризацией, присутствующие в гетероструктурах III-нитридов, были недавно подтверждены прямым измерением с помощью дифракции электронов на нано-лучах. 26 , Индуцированное поле создает область истощения в распорке коллектора UID и область накопления в распорке излучателя UID. При внешнем смещении напряжения поле еще больше увеличивается, что делает возможным межзонное туннелирование Зенера, даже если потенциальный барьер (GaN с поперечной запрещенной зоной) составляет ~ 3,44 эВ. Для перспективы, если внутреннее поле F = 2 МВ см-1, плотность генерации межзонных дырок оценивается как ~ 0,66 см-3 с-1 с ​​моделью Кейна. 12 тогда как при увеличении до F = 5 МВ см -1 скорость плотности дырок увеличивается до ~ 3,1 × 1020 см − 3 с − 1.

Рисунок 5

Полосная диаграмма гетероструктуры GaN / AlN, полученной с помощью NEGF-моделирования. Дырки генерируются в области Зенера и затем туннелируют через область RTD в разделитель эмиттера, где они рекомбинируют. Отсутствие наблюдаемого излучения от переходов между состояниями связанной проводимости и валентной зоны в квантовой яме объясняется квантово-ограниченным эффектом Штарка, что приводит к небольшому перекрытию волновой функции.

После создания дырки могут мигрировать путем туннелирования (возможно, также посредством оже-рекомбинации) к стороне эмиттера структуры, где происходит электронно-дырочная рекомбинация. Для небольшого смещения оценки с использованием метода гамильтониана переноса Бардина показывают, что пропускание дырок через двухбарьерную структуру меньше, чем пропускание электронов из-за большей массы легких дырок ( m lz≈1,1 против m e≈0,2 м 0; Дополнительная информация ), несмотря на меньший барьер смещения валентной зоны (ΔE v_GaN / AlN ≈ 0,7 эВ против ΔEc_GaN / AlN ≈2,0 эВ. 27 ). Тем не менее, пропускание дырок значительно возрастает, поскольку квази-связанный уровень дырок перемещается вниз при увеличении внутреннего поля ( Рисунок 5 ). Это наблюдение имеет важное значение для эффекта «биполярного туннелирования» в этом письме. Была проведена подгонка экспериментального фототока при обеих полярностях смещения, и результаты хорошо согласуются с моделью Кейна, таким образом, поддерживая межзонное туннелирование Зенера в качестве основного источника генерации дырок ( Рисунок 6 ). Кроме того, предыдущие исследователи сообщали о похожих эффектах туннелирования Зенера через тонкий слой AlN, зажатый между слоями GaN p-типа и n-типа. 28 , 29 , 30 , 31 , 32 ,

Фитинги прямого смещения излучения в зависимости от напряжения смещения с моделью туннелирования Кейна Зенера 12 ,

Хотя необходимы дополнительные исследования, мы приписываем возникновение нового туннельного эффекта, яркую ближнюю ультрафиолетовую эмиссию и надежность продемонстрированных устройств качеству гетероинтерфейсов GaN / AlN. Это наблюдение подтверждается вещественными доказательствами, полученными с помощью ультрагладких изображений HAADF в Рисунок 1b электрическими доказательствами стабильности кривых I - V и области NDR ( Рисунок 3 ), а также по фотонным данным из-за спектральной чистоты излучения и отсутствия субзонного излучения.

Чтобы оценить внутреннюю квантовую эффективность (IQE), мы должны сначала определить эффективность впрыска (IE) и эффективность извлечения света (LEE). Однако, учитывая уникальность компоновки устройства и инжекции отверстия, необходимо сделать определенные предположения. Поскольку излучение света от этих устройств ограничено отверстиями, мы можем оценить IE по отношению между измеренным электронным и расчетным значениями плотности тока в отверстиях ( J p / J n). Применение этой методологии к образцу B приводит к значению IE ~ 1,0%. Как упоминалось ранее, текущая структура RTD / LED была разработана для стабильного NDR при комнатной температуре. 8 , 9 и, следовательно, не является оптимальным в качестве светодиода. Верхняя «меза» поверхность в значительной степени покрыта толстым металлом (> 400 нм), в результате чего свет испускается примерно на 40–60% площади поверхности (показано на Рисунок 1с ). Кроме того, из-за большой разницы показателей преломления между GaN ( n = 2,6 при 360 нм) и воздухом ( n = 1,0) максимальная эффективность излучения, обусловленная узким выходным конусом (22,6 °), составляет 3,8%. Объединение этих эффектов привело нас к оценке LEE ~ 1,5-2,3%. Впоследствии, объединяя измеренный EQE для образца B и оцененные значения IE и LEE, мы приближаем IQE к диапазону ~ 30% -50% (IQE = EQE / (IE × LEE)). Этот диапазон кажется вполне разумным, поскольку IQE в целом отражает качество кристалла, и эти устройства были выращены на объемном GaN с малыми дислокациями, а также являются функциональными RTD. 8 , 9 , что свидетельствует о превосходной эпитаксии.

Увеличение EQE потребует существенного улучшения как в IE, так и в LEE, даже если это отрицательно сказывается на производительности RTD. Недостатки LEE могут быть устранены простым применением традиционных методов проектирования светодиодов, таких как минимальное покрытие контактов, шероховатость поверхности 33 или массивы микролинз 34 , Однако ограничивающим фактором является заметный плохой IE, который, как считается, в современной светодиодной технологии приближается к 100%. Улучшение будет включать более равномерно сбалансированное соотношение тока электронов и дырок.

Чтобы сбалансировать ток электронов и дырок, мы исследовали отдельные механизмы тока образца А, используя ранее обсужденные методы моделирования. Рисунок 7а сравнивает экспериментальную кривую J – V (ток образца А в Рисунок 3 делится на площадь устройства) по сравнению с нашими моделями тока электронов и дырок. Комбинация резонансного туннелирования и тока утечки электронов хорошо подходит для экспериментального J - V, четко показывая NDR, тогда как ток дырок намного меньше по сравнению с ним. Выше ~ 5,0 В, вблизи того, где экспериментально измеренное устройство отображает порог излучения ближнего ультрафиолета, плотность тока дырок также начинает уменьшаться. Дальнейшие исследования показывают, что самый простой способ уменьшить разницу между электронами и дырками - это уменьшить плотность тока электронов, поддерживая плотность дырок почти постоянной. Уменьшение энергии Ферми ( E F) на стороне эмиттера делает именно это, и механизмы электронного резонансного туннелирования и утечки оба монотонно падают, тогда как туннелирование по Зенеру дырок практически не зависит от E F вообще. Концентрация легирования n-типа вне разделительного слоя на стороне эмиттера определяет E F, а для существующей структуры с N D = 5 × 1019 см-3, E F = 0,25 эВ с использованием параметра зоны проводимости GaN, и m e = 0,20 м 0. Уменьшение N D до 5 × 1018 см − 3 приведет к падению E F до 0,05 эВ, и результирующие модельные кривые J - V нанесены на график в виде Рисунок 7б , Ток электронов резко падает, но не ток дырок, так что два тока равны при смещении ~ 5,7 В. Это простое масштабирование в легко контролируемом параметре роста материала должно значительно улучшить баланс между электронами и дырками, тем самым значительно увеличивая IE.

Рисунок 7

( а ) Подгонка экспериментального электронного тока образца А к аналитической модели. ( b ) Предложенный подход для балансировки плотностей тока электронов и дырок путем уменьшения концентрации легирования n-типа на стороне эмиттера. Общий электронный ток представляет собой сумму тока утечки и резонансного туннельного тока.