Rendimiento óptico de pozos cuánticos InGaN/GaN: Efecto del espesor de la capa de capa GaN

Resumen

Se crecieron tres muestras de MQW InGaN/GaN con variado espesor de capa de capa GaN por deposición química de vapor organometálico (MOCVD) para investigar las propiedades ópticas. Se encontró que una capa de capa más gruesa es más efectiva para prevenir la evaporación de la composición In en la capa de pozo cuántico InGaN. Además, el efecto Stark cuántico confinado (QCSE) se intensifica con el aumento del espesor de la capa de capa GaN. Adicionalmente, comparado con resultados de electroluminiscencia, nos centramos en la diferencia de estados de localización y defectos en tres muestras inducidos por diversos espesores de capa para explicar anomalías en mediciones de fotoluminiscencia a temperatura ambiente. Se encontró que una capa GaN demasiado delgada exacerba la inhomogeneidad de estados de localización en la capa QW InGaN, y una capa GaN demasiado gruesa generará más defectos en la capa de capa GaN.

Introducción

La estructura de pozos cuánticos múltiples (MQW) InGaN/GaN se usa ampliamente en diodos emisores de luz (LED) y diodos láser (LD) de luz visible como región activa, logrando gran éxito [1-4]. Mejorar la calidad de MQW InGaN/GaN es tecnológicamente importante para realizar LED y LD basados en GaN de alto rendimiento. En investigaciones previas, se encontró que barreras cuánticas (QB) de GaN crecidas a alta temperatura (HT-GaN) son beneficiosas para mejorar la calidad cristalina e intensidad luminosa de pozos cuánticos InGaN/GaN [5, 6]. Debido a la débil fuerza de enlace In-N, la temperatura de crecimiento de la capa de pozos cuánticos (QW) InGaN es generalmente menor que la de QB GaN para obtener alto contenido de In. Esto puede causar que los átomos de indio se evaporen del QW InGaN durante el crecimiento de QB GaN a temperatura más alta. Insertar una capa de capa GaN de baja temperatura (LT-GaN cap) entre QW InGaN y QB GaN ha demostrado reducir eficazmente la desorción de composición In, mejorando la uniformidad del espesor de capa QW InGaN y la distribución de composición In [7-9]. Sin embargo, cuando la temperatura de crecimiento de la capa de capa GaN disminuye, la capacidad de migración de adátomos se debilita, resultando en deterioro de materiales GaN. Además, se reporta que el número de defectos aumenta con el aumento del espesor de capa de capa GaN de baja temperatura, lo que no favorece mejorar la uniformidad de distribución de átomos de indio y la intensidad luminosa de pozos cuánticos InGaN [10]. Muchos reportes previos no se centraron en el efecto de estados de localización en propiedades de luminiscencia en región activa con diversos espesores de capa GaN. En este trabajo, usamos difracción de rayos X (XRD), electroluminiscencia (EL) y fotoluminiscencia (PL) para reportar la influencia del espesor de capa de capa GaN de baja temperatura en la estructura y propiedades de luminiscencia de MQW InGaN/GaN, y describir en detalle el papel de estados de localización en características de luminiscencia mediante experimentos PL dependientes de temperatura.

Métodos

Tres muestras MQW InGaN/GaN se crecieron en sustrato de zafiro plano c por deposición química de vapor organometálico (MOCVD). Todas las muestras contienen las mismas estructuras, consistentes en una capa buffer de GaN no dopada (1,2 μm), una capa n-GaN dopada con Si (1 μm), una región activa MQW InGaN/GaN de dos periodos y una capa p-GaN dopada con Mg (40 nm). En el proceso de crecimiento de la región activa InGaN/GaN, las condiciones de crecimiento de QW InGaN fueron idénticas entre sí; una capa delgada LT-GaN cap se creció a la misma temperatura que QW InGaN (710 °C) para prevenir evaporación de indio, y el tiempo de crecimiento de LT-GaN cap fue 150 s, 300 s y 500 s para muestras A, B y C, respectivamente; luego la temperatura de crecimiento de QB GaN se elevó a 810 °C para mejorar la calidad del material de QB GaN, y el tiempo de crecimiento de HT-GaN QB fue idéntico para estas muestras. La difracción de rayos X (XRD) se usó para determinar parámetros estructurales de estas tres muestras. Electroluminiscencia (EL) y fotoluminiscencia (PL) a temperatura ambiente se realizaron para caracterizar las propiedades ópticas de las regiones activas.

Los espectros EL se midieron usando espectrómetro de alta resolución Ocean Optics HR2000 a corriente continua (DC), donde la potencia de salida se detecta usando un fotodiodo Si, y la energía de pico espectral EL y FWHM se detectan por un monocromador y un tubo fotomultiplicador. Para medición PL, se usó un láser He-Cd de onda continua λ = 325 nm como fuente de excitación, con potencia óptica incidente de 3 mW y tamaño de punto de 0,5 mm². Mediciones PL dependientes de temperatura de 30 K a 300 K se registraron para analizar el efecto de estados de localización en características de luminiscencia usando un láser semiconductor GaN de 405 nm con potencia de emisión 5 mW como fuente de excitación. La muestra se enfrió con helio líquido de flujo libre y un refrigerador de ciclo cerrado CTI Cryogenics se usó para mediciones dependientes de temperatura.

Resultados y Discusiones

La Figura 1a muestra los patrones de difracción del plano (0002) tomados por barrido ω-2θ para estas muestras. Los picos satélite de estas muestras se ven claramente, indicando que existe estructura periódica fina e interfaz aguda en estos MQW. Usamos SmartLab Studio II y programa Global Fit (ofreciendo método avanzado de ajuste de templado paralelo para analizar datos generados por difractómetro SmartLab) para obtener la composición In promedio, y espesor QB y QW, como se muestra en Tabla 1. Se ve claramente que la composición In en QW aumenta con el aumento del espesor de capa LT-GaN cap, indicando que una capa de capa más gruesa es más efectiva para prevenir la evaporación de la composición In. La Figura 1b muestra el mapeo del espacio recíproco (RSM) de la muestra C. El pico principal GaN y picos satélite están en una línea, sugiere que las capas QW con mayor contenido In en todas las muestras están completamente en tensión. Por tanto, la influencia del campo piezoeléctrico en propiedades luminosas debe considerarse.

La Figura 2 muestra los espectros EL de muestras A, B y C bajo 5 mA de corriente. La longitud de onda de pico es 453,6 nm, 456,3 nm y 466,7 nm para muestras A, B y C, respectivamente. De resultados de mediciones XRD, a medida que aumenta el espesor de capa LT-GaN cap, el aumento de composición In en QW inducirá desplazamiento al rojo de energía de pico EL. También encontramos que la intensidad EL disminuye con el aumento del espesor de capa LT-GaN cap. Se sabe que una capa de barrera GaN más gruesa (espesor total de capa LT-GaN cap y HT-GaN QB) aumenta la distancia de huecos desde p-GaN a la región activa, resultando en reducción de eficiencia de inyección de huecos, lo que lleva a disminución de intensidad EL [11, 12]. Además, el aumento de composición In intensificará el campo piezoeléctrico en capa QW InGaN, de modo que la inclinación de banda de energía se agrava, resultando en desplazamiento al rojo de emisión de pico y reducción de eficiencia luminosa, conocido como efecto Stark cuántico confinado (QCSE) [13-15]. Para verificar la influencia de QCSE en EL, energía de pico y FWHM de EL cambiando con diferente inyección se muestran en Fig. 3. A medida que aumenta la corriente de inyección, el desplazamiento al azul de energía de pico de emisión puede atribuirse al efecto de llenado de banda y QCSE compensado por efecto de apantallamiento de electrones [16-18]. Dado que la muestra C con mayor composición In tiene el pozo de potencial más profundo y campo piezoeléctrico más fuerte, el efecto de llenado de banda y apantallamiento de carga son más significativos, por lo que la cantidad de desplazamiento al azul de energía de pico EL es la mayor para muestra C (166 meV). El efecto de llenado de banda y apantallamiento de carga en muestra A es el más débil, por lo que el encogimiento de banda debido a efecto térmico se vuelve gradualmente dominante bajo alta corriente de inyección (50 mA), resultando en desplazamiento al rojo de energía de pico. Para muestra A, el FWHM aumenta con el aumento de corriente de inyección como se muestra en Fig. 3b, indicando que el ensanchamiento de espectro EL inducido por efecto de llenado de banda es siempre dominante. Se ha reportado que el apantallamiento de carga de campo eléctrico polarizado en QW InGaN causará estrechamiento de ancho de banda espectral EL con aumento de corriente de inyección [19]. Por tanto, para muestras B y C, el efecto de llenado de banda es significativo a corrientes de inyección más bajas, y el espectro EL se ensancha. A medida que la corriente de inyección aumenta más, el proceso de apantallamiento de campo eléctrico polarizado por portadores toma gradualmente el control, por lo que el FWHM disminuye. Además, también encontramos que la corriente correspondiente al punto de inflexión de FWHM de subida a bajada para muestras B y C es ~10 mA y 20 mA respectivamente, lo que también implica que el campo piezoeléctrico en muestra C es el más fuerte.

La Figura 4a muestra los espectros PL a temperatura ambiente para muestras A, B y C a potencia de excitación 5 mW láser semiconductor GaN 405 nm. La longitud de onda de pico es 473,1 nm, 472,9 nm y 478,2 nm para muestras A, B y C, respectivamente. Dado que la intensidad PL de muestras B y C en Fig. 4a son relativamente débiles, también utilizamos láser He-Cd 325 nm como fuente de excitación para ejecutar el experimento de fotoluminiscencia. Los resultados experimentales PL en Fig. 4a y b son consistentes entre sí, eliminando la incertidumbre de resultados experimentales de Fig. 4a. Comparado con resultados de medición EL de Fig. 2, encontramos algunas anomalías en Fig. 4a: (1) La muestra A contiene menos composición In que muestra B, pero la longitud de onda de pico de muestra A es ligeramente más larga que muestra B; (2) la intensidad PL de muestra B y C es similar entre sí, y la intensidad luminosa de muestra A es mucho mayor que muestra B y C. Para encontrar las razones relevantes que expliquen estas anomalías, se realizó PL dependiente de temperatura (TDPL) para tres muestras, y la energía de pico PL en función de temperatura se muestra en Fig. 5. Para muestra B, la energía de pico de emisión disminuye monótonamente con el aumento de temperatura. Generalmente, el encogimiento de banda inducido por aumento de temperatura resultará en desplazamiento al rojo de energía de emisión. Sin embargo, hay un notable desplazamiento al azul en muestra A cuando la temperatura aumenta de 70 K a 190 K. La redistribución térmica de excitones localizados se ha introducido para explicar el anómalo desplazamiento al azul de emisión en TDPL: con temperatura subiendo, excitones localizados fueron activados térmicamente y transfieren térmicamente desde mínimos de potencial de estados de localización a un estado de mayor energía [5, 20, 21]. Para muestra C, la energía de pico PL es casi invariable en el rango de 50 K a 175 K, indicando que el efecto de encogimiento de banda y efecto de localización de excitones se compensan mutuamente.

Considerando el efecto de localización de excitones, el modelo de cola de banda puede revisarse a la siguiente expresión para describir la energía de pico de emisión dependiente de temperatura [22, 23]:

$$ {E}_0(T)={E}_0(0)\hbox{-} \frac{\alpha {T}^2}{T+\beta}\hbox{-} \frac{\sigma^2}{{\mathrm{k}}_BT} $$ (1)

donde E₀(0) es la banda prohibida a T = 0, α y β son parámetros de Varshini, k_B es la constante de Boltzmann. El tercer término σ es la desviación estándar de la distribución localizada y describe el grado de efecto de localización, es decir, un valor mayor de σ significa una inhomogeneidad más fuerte de estados de localización. La fluctuación de composición In en InGaN puede ser la razón principal para la formación de cola de banda. Los estados en las colas de banda se forman en la energía de potencial local mínimo, similar a puntos cuánticos. La recombinación de pares electrón-hueco en estos puntos cuánticos autoformados puede considerarse como recombinación de excitones localizados [24, 25]. El modelo no es aplicable a bajas temperaturas debido a fuerte degeneración y posible desviación de cuasi-equilibrio [20]. El parámetro de ajuste σ es 36,96 meV, 18,89 meV y 23,77 meV para muestras A, B y C respectivamente, lo que implica que los estados de localización de muestra A con la capa de capa más delgada es la más inhomogénea. En general, los estados de localización se originan en clústeres ricos en In con diferentes tamaños y fluctuación de espesor QW en aleaciones InGaN. Por tanto, creemos razonablemente que una capa LT-GaN cap más delgada no puede prevenir eficazmente la evaporación de indio al aumentar temperatura para crecer capa QB GaN. El proceso de evaporación aleatoria de composición In resulta en fluctuación de contenido In y espesor QW InGaN. Para muestra B, 1,8 nm de espesor de capa GaN cap es suficiente para proteger In de desorción para formar una capa QW InGaN más uniforme. Estados de localización inhomogéneos usualmente retienen un estado de potencial más profundo y resultan en desplazamiento al rojo de energía de pico de emisión. Por eso la longitud de onda de pico de muestra A es más larga que muestra B observada en Fig. 4. Además, un aumento de composición In en capa QW InGaN también promoverá la formación de clústeres In de gran tamaño, lo que explica por qué el efecto de localización de excitones en muestra C con mayor contenido de indio es ligeramente más fuerte que muestra B.

La Figura 6 muestra la intensidad PL integrada en función de temperatura para muestra A y C, que puede ajustarse bien por la siguiente expresión [5, 26]:

$$ I(T)=\frac{1}{1+{\sum}_{\mathrm{i}}{C}_i\exp \left(-\frac{E_i}{k_BT}\right)} $$ (2)

donde C_i es una constante correspondiente a la densidad de centros de recombinación no radiativos, y E_i representa la energía de activación de centros de recombinación no radiativos. Los parámetros de ajuste C_i y E_i se mostraron en Tabla 2. Es notable que el voltaje del fotomultiplicador en espectrómetro de rejilla para muestra B se estableció menor que muestras A y C durante mediciones PL dependientes de temperatura; por tanto, la intensidad PL integrada de muestra B es la más baja, pero no afecta resultados de ajuste.

C₂ para muestras B y C son mayores que muestra A, indicando que se forman más defectos en una capa LT-GaN cap más gruesa. Se ha observado que los defectos en la capa LT-cap aumentan con el aumento del espesor de la capa LT-cap [6, 10]. La influencia de defectos en la capa LT-GaN cap junto al pozo cuántico en intensidad PL es significativa ya que las funciones de onda de electrones y huecos penetran en las barreras. La energía de activación de 79,67 meV (E_a2 para muestra A) está relacionada con la emisión de huecos desde QW seguida de trampa por defectos de barrera y recombinación no radiativa, consistente con reportes de Olaizola [6]. También comparamos imágenes micro-PL de muestras A, B y C como se muestra en Fig. 7. Las manchas oscuras en imágenes micro-PL pueden atribuirse a recombinación no radiativa en la región activa InGaN/GaN. Comparado con muestra A, manchas oscuras de mayor tamaño se observan obviamente en muestras B y C, indicando que existen más defectos en una capa LT-GaN cap más gruesa. En general, recocido térmico se implementa tras la capa LT cap para reducir clústeres de indio en capa InGaN y mejorar calidad cristalina. Si la capa cap es demasiado gruesa, el efecto de recocido térmico se debilitará, y la formación de más precipitados metálicos de indio dificultará la difusión de adátomos de capa GaN cap e introducirá más defectos en la capa LT-cap. La aparición de más defectos y QCSE más fuerte en MQW InGaN/GaN con capa LT-GaN cap más gruesa es desventajoso para mejorar intensidad luminosa, entonces ¿por qué la intensidad PL de C es comparable a B? De hecho, los estados de localización también juegan un papel importante en mejorar eficiencia luminosa. Los portadores pueden ser capturados en estados localizados y recombinar radiativamente. Cuanto más fuerte el efecto de localización de excitones, más portadores no serán capturados en defectos, lo que parece explicar que la intensidad PL de muestras B y C es similar, y la intensidad luminosa de muestra A es mucho mayor que muestras B y C.

Conclusiones

En resumen, se investigó la influencia del espesor de capa de capa GaN en características ópticas. Los resultados de mediciones XRD muestran que una capa de capa más gruesa es más efectiva para proteger composición In de desorción. QCSE se intensifica y eficiencia de inyección de huecos se reduce con el aumento del espesor de capa de capa GaN. Los diversos grados de efecto de localización de excitones inducidos por diferente espesor de capa de capa GaN explican las anomalías de longitud de onda e intensidad de pico PL para tres muestras. Una capa LT-cap demasiado delgada exacerbará la inhomogeneidad de estados de localización en la capa QW InGaN, y una capa LT-cap demasiado gruesa generará más defectos en capa de capa GaN. Por tanto, optimizar el espesor de capa LT-GaN cap es un tema clave para promover la uniformidad e intensidad de emisión de capa activa InGaN.