Estrategia alternativa para reducir la recombinación de superficies para micro diodos emisores de luz de InGaN / GaN:reducción de las barreras cuánticas para gestionar la propagación de la corriente

Introducción

Debido a las características distintivas de alto brillo, bajo consumo de energía y larga vida útil [1], los diodos emisores de luz (LED) basados ​​en nitruro III han ganado un gran interés en la investigación [2, 3]. Hasta ahora, se ha logrado y comercializado un gran progreso para los LED azules de InGaN / GaN de gran tamaño [3], que han encontrado aplicaciones en iluminación de estado sólido y pantallas de panel de gran tamaño. Sin embargo, los LED convencionales de InGaN / GaN tienen un ancho de banda de modulación pequeño, por lo que no son adecuados para, por ejemplo, la comunicación de luz visible (VLC) [4, 5, 6]. Mientras tanto, el gran tamaño del chip hace que la capacidad de píxeles sea baja para, por ejemplo, pantallas de teléfonos móviles, pantallas de relojes portátiles. Por lo tanto, en la etapa actual, los micro-LED de InGaN / GaN (es decir, μLED) con un tamaño de chip inferior a 100 μm han atraído una gran atención. A pesar de las ventajas antes mencionadas, todavía quedan muchos problemas por resolver para el desarrollo ulterior de los μLED, como la transferencia de masa de alta precisión [7,8,9] y la eficiencia dependiente del tamaño [10]. La eficiencia dependiente del tamaño surge de los daños superficiales que son causados ​​por el grabado en seco al hacer mesas y, por lo tanto, se generan un gran número de defectos que dan lugar a una recombinación superficial no radiativa. Tenga en cuenta que para los diferentes tipos de dispositivos optoelectrónicos, la calidad cristalina y el transporte de carga se encuentran entre los parámetros esenciales que afectan las propiedades fotoelectrónicas [11,12,13,14,15,16]. Exclusivamente para los μLED, la recombinación de la superficie en las regiones defectuosas puede reducir significativamente la eficiencia cuántica interna (IQE) para los μLED [17]. Recientemente, Kou et al. Además, encuentran que a medida que disminuye el tamaño del chip, los defectos son más fáciles de atrapar los agujeros y la capacidad de inyección del agujero puede empeorar aún más para los μLED con un tamaño de chip decreciente [18]. Por tanto, es importante reducir la densidad de defectos de la pared lateral. Un método muy conveniente para pasivar los defectos de las paredes laterales es depositar la capa de pasivación dieléctrica [19], lo cual es factible mediante el método de deposición química en fase de vapor mejorada con plasma (PECVD) o el método de deposición de capa atómica (ALD). Se muestra que la capa de pasivación dieléctrica puede aniquilar mejor los defectos de las paredes laterales mediante el uso de la técnica ALD debido a la calidad aún mejor de la capa desarrollada [20]. El número de defectos de la pared lateral puede reducirse aún más mediante el recocido térmico de la capa de pasivación [21], que muestra el EQE mejorado incluso para el LED de 6 µm × 6 µm µ. Como es bien sabido, la propagación de la corriente puede ser incluso mejor cuando el tamaño del chip continúa disminuyendo debido a la resistividad lateral reducida [22]. Por lo tanto, proponemos reducir la resistividad vertical para confinar mejor la corriente dentro de las mesas, lo que luego mantiene a los portadores separados de los defectos de las paredes laterales y ayuda a suprimir la recombinación no radiativa de la superficie.

Por lo tanto, para lograr el objetivo, proponemos disminuir el grosor de las barreras cuánticas para gestionar las barreras de energía y la resistencia vertical. Nuestros cálculos numéricos muestran que la corriente puede confinarse más lateralmente en la mesa, lo que, por lo tanto, reduce el consumo de agujeros por recombinación superficial no radiativa. La recombinación no radiativa de superficie reducida también ayuda a facilitar la inyección del orificio de acuerdo con nuestro informe anterior [18]. Además, las barreras cuánticas adelgazadas homogeneizan la distribución de huecos en los múltiples pozos cuánticos (MQW). Los resultados experimentales indican que se mejora el EQE para μLED con espesor reducido de barrera cuántica.

Métodos de investigación y modelos físicos

Para demostrar la eficacia de las estructuras propuestas en la supresión de la recombinación de la superficie, la promoción de la inyección del agujero y la mejora de la EQE para InGaN-μLED, se diseñan diferentes conjuntos de μLED, que se cultivan en sustratos de Si orientado [111] mediante el uso de metal-orgánicos sistema de deposición de vapor químico (MOCVD) [23, 24]. Todos los dispositivos tienen una capa de n-GaN de 4 μm de espesor con una concentración de electrones de 5 × 10 ¹⁸ cm ⁻³ . Luego, cuatro pares en _0.18 Ga _0,82 Los MQW de N / GaN se utilizan para producir fotones. La información estructural se presenta en la Tabla 1. A continuación, un p-Al _0.15 de 26 nm de espesor Ga _0,85 La capa N sirve como capa de bloqueo de electrones de tipo p (p-EBL), para la cual el nivel de concentración de huecos es 3 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ , de la p-EBL se cubre con una capa de p-GaN de 100 nm de espesor con una concentración de agujeros de 3 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ . Finalmente, ambas muestras de μLED están cubiertas por una capa de p-GaN de 20 nm. Todos los μLED azules basados ​​en InGaN investigados tienen una dimensión de chip de 10 × 10 μm ² . El ITO de 200 nm se utiliza como capa de difusión de corriente, que se templa a una temperatura de 500 ° C durante 120 s para formar un contacto óhmico con la capa de p-GaN. Luego, Ti / Al / Ni / Au / aleación se deposita simultáneamente sobre la capa de difusión de corriente y la capa de n-GaN que sirven como electrodo p y electrodo n, respectivamente.

Para revelar la física del dispositivo a un nivel en profundidad, los dispositivos investigados se calculan usando APSYS [25, 26], que puede resolver de manera autoconsistente ecuaciones de deriva-difusión, ecuaciones de Schrödinger y Poisson. La eficiencia de extracción de luz se establece en 88,1% para los dispositivos flip-chip [27]. La relación de compensación de la banda de energía entre la banda de conducción y la banda de valencia en los MQW de InGaN / GaN se establece en 70:30 [28]. La pérdida de portadora debida a la recombinación no radiativa también se considera en nuestros cálculos, incluida la recombinación Auger con el coeficiente de recombinación de 1 × 10 ⁻³⁰ cm ⁶ s ⁻¹ y recombinación Shockley-Read-Hall (SRH) con una vida útil del portador de 100 ns [29]. La recombinación no radiativa que se produce en las superficies de la mesa no puede ignorarse para los μLED. Para modelar con precisión la recombinación de la superficie, los niveles de trampa para electrones y huecos se establecen en 0,24 eV por debajo de la banda de conducción (es decir, E _c - 0,24 eV) y 0,46 eV por encima de la banda de valencia (es decir, E _v + 0,46 eV), respectivamente. La sección de captura de 3,4 × 10 ⁻¹⁷ cm ² y la densidad de trampa de 1 × 10 ¹³ cm ⁻³ están configurados para trampas de electrones [30]. La sección transversal de captura de 2,1 × 10 ⁻¹⁵ cm ² y la densidad de trampa de 1,6 × 10 ¹³ cm ⁻³ están configurados para agujeros [31]. Otros parámetros se pueden encontrar en otra parte [32].

Resultados y discusiones

Prueba del mejor confinamiento actual dentro de la región de Mesa mediante la reducción de las barreras cuánticas para los μLED

Es bien sabido que se puede obtener una inyección de agujeros más favorecida cuando las barreras cuánticas se vuelven delgadas [33]. Sin embargo, no está claro si las delgadas barreras cuánticas ayudan a confinar la corriente dentro de las mesas para los μLED. Para abordar el punto, aquí tenemos μLEDs A, B y C, para los cuales los espesores de barrera cuántica, de acuerdo con la Tabla 1, se establecen en 6 nm, 9 nm y 12 nm, respectivamente. Para excluir el impacto de la recombinación de la superficie en la distribución del portador [18], no consideramos ninguna trampa en la periferia de la mesa para los μLED investigados. La Figura 1 muestra el EQE calculado y la potencia óptica en términos del nivel de densidad de corriente de inyección para los μLED A, B y C, respectivamente. Como se muestra en la Fig.1, tanto el EQE como la potencia óptica aumentan cuando se reduce el espesor de la barrera cuántica, de modo que los valores de EQE para los μLED A, B y C son 28,8%, 24,0% y 22,2% a 40 A / cm ² .

EQE calculado y densidad de potencia óptica en términos de densidad de corriente de inyección para μLEDs A, B y C, respectivamente

La Figura 2 muestra los perfiles de concentración de agujeros en la región MQW para μLEDs A, B y C a la densidad de corriente de 40 A / cm ² . Podemos ver que cuando se reduce el espesor de la barrera cuántica, aumenta la concentración de huecos en los pozos cuánticos. Mientras tanto, también se puede mejorar la uniformidad espacial para la distribución de agujeros en los cuatro pozos cuánticos. Por lo tanto, los hallazgos aquí para los μLED son consistentes con los de los LED de gran tamaño, de modo que las barreras cuánticas delgadas adecuadas pueden promover el transporte de huecos [33]. Como se ha mencionado, la corriente puede extenderse menos al borde de la mesa cuando se adoptan barreras cuánticas delgadas. Luego presentamos la distribución de agujeros laterales en el primer pozo cuántico que está más cerca de la p-EBL en la Fig. 3a. Encontramos que la concentración del agujero disminuye junto con la posición lateral aparte del electrodo p. Luego calculamos el nivel de caída para los agujeros, que se define como p _left -p _derecha / p _izquierda . Aquí, p _izquierda yp _derecha se denotan como la concentración del agujero en el borde de la mesa izquierdo y el borde de la mesa derecho, respectivamente. Los niveles de caída son 10,7%, 10,3% y 9,8% para los μLED A, B y C, respectivamente. Para una mejor ilustración, normalizamos la concentración del agujero lateral que se muestra en la Fig. 3b. También muestra que el nivel de caída aumenta a medida que la barrera cuántica se vuelve más delgada.

Perfiles de concentración de agujeros calculados numéricamente en regiones MQW para μLED A, B y C. Los datos se calculan a la densidad de corriente de 40 A / cm ² . La figura insertada muestra la posición a lo largo de la cual se capturan los perfiles de fecha

( a ) Perfiles de concentración de agujeros calculados numéricamente y ( b ) perfiles de concentración de agujeros normalizados en el primer pozo cuántico cerca del p-EBL para μLEDs A, B y C, respectivamente. La figura insertada muestra la posición a lo largo de la cual se capturan los perfiles de concentración de agujeros. Los datos se calculan a la densidad de corriente de 40 A / cm ²

Luego mostramos los diagramas de bandas de energía para μLEDs A, B y C en la Fig. 4a – c. Ilustra que las alturas de la barrera de la banda de valencia para todas las barreras cuánticas disminuyen cuando se reduce el espesor de la barrera cuántica. La altura reducida de la barrera de la banda de cenefa puede facilitar mejor el transporte del agujero a través de la región MQW, lo cual es consistente con la Fig. 2. Por otro lado, cuando las barreras cuánticas se adelgazan, se generará correspondientemente una resistividad vertical reducida. Según el informe de Che et al. [34], cuando se reduce la resistencia vertical, la propagación lateral de la corriente puede suprimirse de manera que la corriente tiende a separarse del borde de la mesa. Esta especulación también se prueba cuando nos referimos a las Figuras 3a y b.

Diagramas de bandas de energía para μLED ( a ) A, ( b ) B y ( c ) C. E _v y E _fh denotar la banda de cenefa y el nivel cuasi-Fermi para los agujeros, respectivamente. El cuidado de los datos calculado a la densidad de corriente de 40 A / cm ²

Como se ha mencionado anteriormente, la propagación de la corriente se verá reforzada por el aumento de las barreras cuánticas, lo que seguramente afectará a los procesos de recombinación de portadores. Luego mostramos las relaciones entre la recombinación SRH y la recombinación radiativa en el borde de las mesas (ver Fig. 5). La razón se calcula usando \ ({R} _ {\ mathrm {SRH}} / {R} _ {\ mathrm {rad}} ={\ int} _0 ^ {{\ mathrm {t}} _ {\ mathrm {M} \ mathrm {QW}}} {R} _ {\ mathrm {SRH}} (x) \ times \ mathrm {dx} / {\ int} _0 ^ {{\ mathrm {t}} _ {{{ } _ {\ mathrm {M}}} _ {\ mathrm {QW}}}} {R} _ {\ mathrm {rad}} (x) \ times \ mathrm {dx} \), donde R _SRH (x) representa la tasa de recombinación de SRH, R _rad (x) denota la tasa de recombinación radiativa y t _MQW es el espesor total de la región MQW. La Figura 5 muestra que las proporciones de R _SRH / R _rad ambos en el borde de la mesa disminuyen a medida que aumenta el espesor de la barrera cuántica, lo que significa que la tasa de recombinación radiativa puede mejorarse mejorando el efecto de propagación de corriente para arquitecturas μLED ideales. Esto significa que los μLED pueden poseer una excelente dispersión de corriente debido al tamaño de chip notablemente reducido [21, 22]. Tenga en cuenta que todavía no hemos considerado la recombinación de superficie para la Fig. 5. Por lo tanto, podemos especular que el efecto de propagación de corriente mucho mejor para los μLED realistas puede sacrificar la recombinación radiativa del portador, que puede modelarse teniendo en cuenta las imperfecciones de la superficie, y el Posteriormente se realizarán discusiones detalladas.

Relaciones de tasa de recombinación de SRH integrada (SRH) y tasa de recombinación radiativa integrada para μLED A, B y C. Recuadros ( a ), ( b ) y ( c ) son los perfiles de la tasa de recombinación de SRH (SRH) y la tasa de recombinación radiativa en el borde de la mesa para los μLED A, B y C, respectivamente. Los datos se calculan a la densidad de corriente de 40 A / cm ²

Recombinación de superficie reducida mediante el uso de MQW con barreras cuánticas delgadas

Para probar el impacto de la recombinación de la superficie en la inyección del orificio para μLED con diferentes espesores de barrera cuántica, diseñamos aún más los μLED I, II y III. La información estructural de los MQW para los μLED I, II y III es idéntica a la de los μLED A, B y C (ver Tabla 1), respectivamente, excepto que los defectos superficiales se consideran para los μLED I, II y III, tales que el ancho de la región defectuosa para los μLED I, II y III se establece en 0,5 μm desde el borde de la mesa grabado.

La EQE calculada numéricamente y la potencia óptica en función de la densidad de corriente se muestran en la Fig. 6. La Figura 6 muestra que cuando se considera la recombinación no radiativa de superficie, la intensidad óptica puede disminuir significativamente. Por lo tanto, esto confirma aún más que la recombinación no radiativa de superficie no puede ignorarse para los μLED [10, 17, 18]. Mientras tanto, de acuerdo con las observaciones de la Fig.1, el EQE y la potencia óptica también se mejoran cuando el espesor de la barrera cuántica disminuye, por ejemplo, μLED I con la barrera cuántica más delgada tiene el EQE y la potencia óptica más grandes. El EQE medido experimentalmente para μLEDs I y III se muestra en el recuadro de la Fig. 6a, que muestra la misma tendencia que los resultados del cálculo numérico. Además, medimos y mostramos los espectros de electroluminiscencia (EL) normalizados para μLEDs I y III en la Fig. 6b yc, respectivamente. La longitud de onda de emisión máxima para todos los μLED probados es ~ 450 nm. Nuestros modelos pueden reproducir el EL medido. Esto indica que los parámetros físicos que hemos utilizado están configurados correctamente, por ejemplo, el nivel de polarización y la composición de InN en los MQW que determinan la longitud de onda de emisión se han configurado correctamente.

EQE calculado y densidad de potencia óptica en términos de densidad de corriente de inyección para μLEDs I, II y III, respectivamente. Figura insertada de ( a ) muestra el EQE medido experimentalmente para μLEDs I y III, respectivamente. Figuras insertadas de ( b ) y ( c ) presentan los espectros EL medidos y calculados numéricamente para los μLED I y III. Datos para higos insertados ( b ) y ( c ) se recogen a la densidad de corriente de 40 A ∕ cm ²

Para revelar el efecto de los defectos de la pared lateral en la eficiencia de inyección del orificio para los μLED I, II y III, las concentraciones del orificio se muestran en la Fig. 7. Tenga en cuenta que la concentración del orificio en la Fig. 7a se prueba en la región media para los dispositivos [como lo indica la flecha roja en el recuadro de la Fig. 7a]. La Figura 7b muestra la concentración de agujeros en la región defectuosa para los dispositivos [como lo indica la flecha roja en el recuadro de la Figura 7b]. Como ilustran las Fig. 7a yb, tanto para la región sin defectos como para la región de la pared lateral, el espesor reducido de las barreras cuánticas favorece el transporte de huecos a través de los MQW. Los resultados aquí son consistentes con la Fig. 2. Una comparación adicional entre las Fig. 7a yb muestra que la eficiencia de la inyección del orificio en las regiones de la pared lateral defectuosa es obviamente menor que en la región no defectuosa. Las observaciones aquí concuerdan bien con las de Kou et al. [18], que manifiesta además que se requiere esencialmente hacer que la corriente se extienda menos a las paredes laterales defectuosas reduciendo adecuadamente el espesor de la barrera cuántica (ver Fig. 3a yb).

Perfiles de concentración de agujeros calculados numéricamente en la región MQW ( a ) en el centro, ( b ) en el borde de las mesas para μLEDs I, II y III, respectivamente. Los datos se calculan a la densidad de corriente de 40 A / cm ² . Las figuras insertadas muestran la posición a lo largo de la cual se capturan los perfiles de concentración de agujeros

Luego repetimos nuestro análisis como lo hemos hecho en la Fig. 5, cuyos valores ahora se muestran en la Fig. 8. Podemos ver que la razón para R _SRH / R _rad en el borde de la mesa aumenta cuando se engrosa la barrera cuántica, lo que se atribuye de forma única a la tasa de recombinación no radiativa de superficie significativamente mejorada. Como hemos propuesto, las barreras cuánticas gruesas permiten que la corriente llegue a los bordes de la mesa y desencadene la recombinación no radiativa de la superficie. Como resultado, el recuadro de la Fig. A – c también muestra que la recombinación no radiativa de la superficie se vuelve extremadamente fuerte en los bordes de la mesa. La tasa de recombinación no radiativa en las paredes laterales supera incluso la tasa de recombinación radiativa.

Relaciones de la tasa de recombinación de SRH integrada (SRH) y la tasa de recombinación radiativa integrada para μLEDs I, II y III. Figuras insertadas ( a ), ( b ) y ( c ) son los perfiles para la tasa de recombinación de SRH (SRH) y la tasa de recombinación radiativa en el borde mesa para μLEDs I, II y III, respectivamente. Los datos se calculan a la densidad de corriente de 40 A / cm ²

Conclusiones

En resumen, hemos investigado y demostrado numéricamente el impacto de diferentes espesores de barrera cuántica en la inyección del orificio y la propagación de corriente para los μLED basados ​​en InGaN. Los resultados indican que al reducir el espesor de la barrera cuántica, se puede habilitar un mejor confinamiento de corriente dentro de la región de la mesa. En consecuencia, la propagación de la corriente se puede gestionar bien para que esté separada de los bordes de la mesa, lo que luego suprime la recombinación no radiativa de la superficie. Tanto numérica como experimentalmente, observamos la eficiencia cuántica externa mejorada para los μLED basados ​​en InGaN con barreras cuánticas adecuadamente delgadas. Creemos que el enfoque propuesto es prometedor para eliminar el cuello de botella que limita el desarrollo de μLED de alto rendimiento. Además, la física del dispositivo que se presenta en este trabajo aumentará la comprensión de los μLED basados ​​en InGaN.

Disponibilidad de datos y materiales

Los datos y el análisis del trabajo actual están disponibles a través de los autores correspondientes previa solicitud razonable.

Abreviaturas

μLED:

Micro diodos emisores de luz

EQE:

Eficiencia cuántica externa

LED:

Diodos emisores de luz

InGaN:

Nitruro de galio indio

GaN:

Nitruro de galio

VLC:

Comunicación de luz visible

IQE:

Eficiencia cuántica interna

PECVD:

Deposición de vapor químico mejorada con plasma

ALD:

Deposición de la capa atómica

MQW:

Múltiples pozos cuánticos

MOCVD:

Deposición de vapor químico metalorgánico

p-EBL:

Capa de bloqueo de electrones tipo p

APSYS:

Modelos físicos avanzados de dispositivos semiconductores

SRH:

Shockley-Read-Hall

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