Desempenho Óptico de Poços Quânticos InGaN/GaN: Efeito da Espessura da Camada de Cobertura de GaN

Resumo

Três amostras de MQWs InGaN/GaN com espessuras variadas da camada de cobertura de GaN foram crescidas por deposição química em fase vapor metalorgânica (MOCVD) para investigar as propriedades ópticas. Descobriu-se que uma camada de cobertura mais espessa é mais eficaz na prevenção da evaporação da composição de In na camada de poço quântico InGaN. Além disso, o efeito Stark confinado quântico (QCSE) é intensificado com o aumento da espessura da camada de cobertura de GaN. Em adição, comparado com os resultados de medições de eletroluminescência, focamos na diferença de estados de localização e defeitos em três amostras induzidos por várias espessuras de cobertura para explicar as anomalias nas medições de fotoluminescência à temperatura ambiente. Descobriu-se que uma camada de cobertura de GaN muito fina exacerba a inhomogeneidade dos estados de localização na camada QW InGaN, e uma camada de cobertura de GaN muito espessa gerará mais defeitos na camada de cobertura de GaN.

Introdução

A estrutura de poços quânticos múltiplos (MQWs) InGaN/GaN é amplamente usada em diodos emissores de luz (LEDs) e diodos laser (LDs) de luz visível como região ativa, e alcançou grande sucesso. Melhorar a qualidade dos MQWs InGaN/GaN é tecnologicamente importante para realizar LEDs e LDs baseados em GaN de alto desempenho. Em pesquisas anteriores, verificou-se que barreiras quânticas (QBs) de GaN crescidas em alta temperatura (HT-GaN) são benéficas para melhorar a qualidade cristalina e intensidade luminosa dos poços quânticos InGaN/GaN. Devido à fraca força da ligação In-N, a temperatura de crescimento da camada de poços quânticos (QWs) InGaN é geralmente menor que a das QBs de GaN para obter alto teor de In. Isso pode causar a evaporação de átomos de índio do QW InGaN durante o crescimento da QB de GaN em temperatura mais alta. A inserção de uma camada de cobertura de GaN crescida em baixa temperatura (LT-GaN cap) entre QW InGaN e QB de GaN demonstrou reduzir efetivamente a desorção da composição de In, o que pode melhorar a uniformidade da espessura da camada QW InGaN e a distribuição da composição de In. No entanto, quando a temperatura de crescimento da camada de cobertura de GaN diminui, a capacidade de migração dos adátomos se torna mais fraca, resultando na deterioração dos materiais de GaN. Além disso, relata-se que o número de defeitos aumenta com o aumento da espessura da camada de cobertura de GaN crescida em baixa temperatura, o que não favorece a melhoria da uniformidade da distribuição de átomos de índio e da intensidade luminosa dos poços quânticos InGaN. Muitos relatórios anteriores não focaram no efeito dos estados de localização nas propriedades de luminescência na região ativa com várias espessuras de cobertura de GaN. Neste trabalho, usamos difração de raios X (XRD), eletroluminescência (EL) e fotoluminescência (PL) para relatar a influência da espessura da camada de cobertura de GaN crescida em baixa temperatura na estrutura e nas propriedades de luminescência dos MQWs InGaN/GaN, e descrever em detalhes o papel dos estados de localização nas características de luminescência por experimentos de PL dependentes de temperatura.

Métodos

Três amostras de MQWs InGaN/GaN foram crescidas no substrato de safira plano c por deposição química em fase vapor metalorgânica (MOCVD). Todas as amostras contêm as mesmas estruturas, consistindo de uma camada tampão de GaN não dopada (1,2 μm), uma camada n-GaN dopada com Si (1 μm), uma região ativa MQW InGaN/GaN de dois períodos e uma camada p-GaN dopada com Mg (40 nm). No processo de crescimento da região ativa InGaN/GaN, as condições de crescimento dos QWs InGaN eram idênticas entre si; uma fina camada LT-GaN cap foi crescida na mesma temperatura do QW InGaN (710 °C) para prevenir a evaporação de índio, e o tempo de crescimento da camada LT-GaN cap foi 150 s, 300 s e 500 s para amostras A, B e C, respectivamente; e então a temperatura de crescimento da QB de GaN foi elevada para 810 °C para melhorar a qualidade do material da QB de GaN, e o tempo de crescimento da HT-GaN QB foi idêntico para essas amostras. Difração de raios X (XRD) foi usada para determinar os parâmetros estruturais dessas três amostras. Eletroluminescência (EL) e fotoluminescência (PL) à temperatura ambiente foram realizadas para caracterizar as propriedades ópticas das regiões ativas.

Os espectros EL foram medidos usando espectrômetro de alta resolução Ocean Optics HR2000 em corrente contínua (DC), onde a potência de saída é detectada usando um fotodiodo Si, e a energia de pico espectral EL e FWHM são detectados por um monocromador e um tubo fotomultiplicador. Para medição de PL, um laser He-Cd de onda contínua λ = 325 nm foi usado como fonte de excitação, com potência óptica incidente de 3 mW e tamanho de ponto de 0,5 mm². Medidas de PL dependentes de temperatura de 30 K a 300 K foram registradas para analisar o efeito dos estados de localização nas características de luminescência usando um laser de semicondutor GaN de 405 nm com potência de emissão de 5 mW como fonte de excitação. A amostra foi resfriada por hélio líquido de fluxo livre e um refrigerador de ciclo fechado CTI Cryogenics foi usado para as medições dependentes de temperatura.

Resultados e Discussões

A Figura 1a mostra os padrões de difração do plano (0002) obtidos por varredura ω-2θ para essas amostras. Os picos satélite dessas amostras podem ser claramente vistos, indicando que estrutura periódica fina e interface nítida existem nestes MQWs. Usamos SmartLab Studio II e programa Global Fit (oferecendo método avançado de ajuste de têmpera paralela base para analisar os dados gerados pelo difratômetro SmartLab) para obter a composição média de In, e espessura de QB e QW, como mostrado na Tabela 1. Pode-se ver claramente que a composição de In no QW aumenta com o aumento da espessura da camada LT-GaN cap, indicando que uma camada de cobertura mais espessa é mais eficaz na prevenção da evaporação da composição de In. A Figura 1b mostra o mapeamento do espaço recíproco (RSM) da amostra C. O pico principal de GaN e picos satélite estão em uma linha, sugerindo que as camadas QW com o maior teor de In em todas as amostras estão completamente em tensão. Portanto, a influência do campo piezoelétrico nas propriedades luminosas deve ser levada em consideração.

A Figura 2 mostra os espectros EL das amostras A, B e C sob corrente de 5 mA. O comprimento de onda de pico é 453,6 nm, 456,3 nm e 466,7 nm para amostras A, B e C, respectivamente. A partir dos resultados das medições XRD, à medida que a espessura da camada LT-GaN cap aumenta, a composição de In aumentada nos QWs induzirá o deslocamento para o vermelho da energia de pico EL. Também verificamos que a intensidade EL diminui com o aumento da espessura da camada LT-GaN cap. Sabe-se que uma camada de barreira de GaN mais espessa (a espessura total da camada LT-GaN cap e HT-GaN QB) aumenta a distância dos buracos do p-GaN para a região ativa, resultando em uma redução na eficiência de injeção de buracos, o que leva a uma diminuição na intensidade EL. Além disso, o aumento da composição de In intensificará o campo piezoelétrico na camada QW InGaN, de modo que a inclinação da banda de energia é agravada, resultando em um deslocamento para o vermelho da emissão de pico e uma eficiência luminosa reduzida, o que é conhecido como efeito Stark confinado quântico (QCSE). Para verificar a influência do QCSE no EL, a energia de pico e FWHM do EL mudando com diferentes injeções são mostrados na Fig. 3. À medida que a corrente de injeção aumenta, o deslocamento para o azul da energia de pico de emissão pode ser atribuído ao efeito de enchimento de banda e QCSE compensado pelo efeito de blindagem de elétrons. Como a amostra C com a maior composição de In tem o poço de potencial mais profundo e o campo piezoelétrico mais forte, o efeito de enchimento de banda e efeito de blindagem de carga são os mais significativos, então a quantidade de deslocamento para o azul da energia de pico EL é a maior para a amostra C (166 meV). O efeito de enchimento de banda e efeito de blindagem de carga na amostra A é o mais fraco, de modo que o encolhimento da banda devido ao efeito térmico se torna gradualmente dominante sob alta corrente de injeção (50 mA), resultando em um deslocamento para o vermelho da energia de pico. Para a amostra A, o FWHM aumenta com o aumento da corrente de injeção, como mostrado na Fig. 3b, indicando que o alargamento do espectro EL induzido pelo efeito de enchimento de banda é sempre dominante. Foi relatado que a blindagem de carga do campo elétrico polarizado nos QWs InGaN causará o estreitamento da largura de banda espectral EL com o aumento da corrente de injeção. Portanto, para as amostras B e C, o efeito de enchimento de banda é significativo em correntes de injeção mais baixas, e o espectro EL é alargado. À medida que a corrente de injeção aumenta ainda mais, o processo de blindagem de portadores do campo elétrico polarizado gradualmente assume, então o FWHM diminui. Além disso, também verificamos que a corrente correspondente ao ponto de virada do FWHM de subida para queda para amostras B e C é cerca de 10 mA e 20 mA respectivamente, o que também implica que o campo piezoelétrico na amostra C é o mais forte.

A Figura 4a mostra os espectros PL à temperatura ambiente para amostras A, B e C a potência de excitação de 5 mW do laser de semicondutor GaN de 405 nm. O comprimento de onda de pico é 473,1 nm, 472,9 nm e 478,2 nm para amostras A, B e C, respectivamente. Como a intensidade PL das amostras B e C na Fig. 4a são relativamente fracas, também utilizamos laser He-Cd de 325 nm como fonte de excitação para executar o experimento de fotoluminescência. Os resultados experimentais de PL na Fig. 4a e b são consistentes entre si, o que elimina a incerteza dos resultados experimentais obtidos da Fig. 4a. Comparado com os resultados de medição EL da Fig. 2, encontramos algumas anomalias na Fig. 4a: (1) A amostra A contém menos composição de In que a amostra B, mas o comprimento de onda de pico da amostra A é ligeiramente maior que a amostra B; (2) a intensidade PL da amostra B e C é semelhante entre si, e a intensidade luminosa da amostra A é muito maior que a amostra B e C. Para descobrir as razões relevantes para explicar essas anomalias, PL dependente de temperatura (TDPL) foi realizada para três amostras, e a energia de pico PL em função da temperatura é mostrada na Fig. 5. Para a amostra B, a energia de pico de emissão diminui monotonicamente com o aumento da temperatura. De modo geral, o encolhimento da banda induzido pelo aumento da temperatura resultará em um deslocamento para o vermelho da energia de emissão. No entanto, há um deslocamento para o azul notável na amostra A quando a temperatura aumenta de 70 K a 190 K. A redistribuição térmica de éxcitons localizados foi introduzida para explicar o deslocamento anômalo para o azul na emissão em TDPL: com o aumento da temperatura, éxcitons localizados foram termicamente ativados e termicamente transferidos de mínimos de potencial de estados de localização para um estado de energia mais alta. Para a amostra C, a energia de pico PL é quase inalterada na faixa de 50 K a 175 K, indicando que o efeito de encolhimento da banda e efeito de localização de éxcitons se compensam.

Considerando o efeito de localização de éxcitons, o modelo de cauda de banda pode ser revisado para a seguinte expressão para descrever a energia de pico de emissão dependente de temperatura: E₀(T) = E₀(0) − αT²/(T+β) − σ²/kBT, onde E₀(0) é a banda proibida em T = 0, α e β são parâmetros de Varshni, kB é a constante de Boltzmann. O terceiro termo σ é o desvio padrão da distribuição localizada e descreve o grau do efeito de localização, ou seja, um valor maior de σ significa uma inhomogeneidade mais forte dos estados de localização. A flutuação da composição de In em InGaN pode ser a principal razão para a formação de cauda de banda. Os estados nas caudas de banda são formados no mínimo de energia potencial local, semelhantes a pontos quânticos. A recombinação de pares elétron-buraco nesses pontos quânticos autoformados pode ser considerada como recombinação de éxcitons localizados. O modelo não é aplicável em baixas temperaturas devido à forte degenerescência e possível desvio do quasi-equilíbrio. O parâmetro de ajuste σ é 36,96 meV, 18,89 meV e 23,77 meV para amostras A, B e C respectivamente, o que implica que os estados de localização da amostra A com a camada de cobertura mais fina é a mais inhomogênea. Em geral, estados de localização originam-se de aglomerados ricos em In com diferentes tamanhos e flutuação da espessura de QW em ligas InGaN. Portanto, razoavelmente acreditamos que uma camada LT-GaN cap mais fina não pode efetivamente prevenir a evaporação de índio ao aumentar a temperatura para crescer a camada QB de GaN. O processo de evaporação aleatória da composição de índio resulta em flutuação do teor de In e espessura de QW InGaN. Para a amostra B, a camada de cobertura de GaN de 1,8 nm de espessura é suficiente para proteger o In da desorção para formar uma camada QW InGaN mais uniforme. Estados de localização inhomogêneos geralmente retêm um estado de potencial mais profundo e resultam em um deslocamento para o vermelho da energia de pico de emissão. É por isso que o comprimento de onda de pico da amostra A é maior que a amostra B observado na Fig. 4. Além disso, um aumento da composição de In na camada QW InGaN também promoverá a formação de grandes aglomerados de In, o que explica por que o efeito de localização de éxcitons na amostra C com o maior teor de índio é ligeiramente mais forte que a amostra B.

A Figura 6 mostra a intensidade PL integrada em função da temperatura para amostras A e C, que pode ser bem ajustada pela seguinte expressão: I(T) = 1/[1 + ΣCi exp(−Ei/kBT)], onde Ci é uma constante correspondente à densidade de centros de recombinação não radiativos, e Ei representa a energia de ativação de centros de recombinação não radiativos. Os parâmetros de ajuste Ci e Ei foram mostrados na Tabela 2. É notável que a voltagem do fotomultiplicador no espectrômetro de grade para a amostra B foi definida mais baixa que as amostras A e C durante medições de PL dependentes de temperatura; portanto, a intensidade PL integrada da amostra B é a mais baixa, mas não afeta os resultados do ajuste.

C₂ para amostras B e C são maiores que a amostra A, indicando que mais defeitos são formados em uma camada LT-GaN cap mais espessa. Foi observado que os defeitos na camada LT-cap aumentam com o aumento da espessura da camada LT-cap. A influência dos defeitos na camada LT-GaN cap próxima ao poço quântico na intensidade PL é significativa, pois as funções de onda de elétrons e buracos penetram nas barreiras. A energia de ativação de 79,67 meV (Ea₂ para amostra A) está relacionada à emissão de buracos dos QWs seguida de aprisionamento por defeitos de barreira e recombinação não radiativa, que consiste com os relatos de Olaizola. Também comparamos as imagens micro-PL das amostras A, B e C como mostrado na Fig. 7. As manchas escuras nas imagens micro-PL podem ser atribuídas à recombinação não radiativa na região ativa InGaN/GaN. Comparado à amostra A, mais manchas escuras de grande tamanho podem ser obviamente observadas nas amostras B e C, indicando que mais defeitos existem em uma camada LT-GaN cap mais espessa. Em geral, recozimento térmico é implementado após a camada LT cap para reduzir o aglomerado de índio na camada InGaN e melhorar a qualidade cristalina. Se a camada cap for muito espessa, o efeito do recozimento térmico será enfraquecido, e a formação de mais precipitados metálicos de índio dificultará a difusão dos adátomos da camada de cobertura de GaN e introduzirá mais defeitos na camada LT-cap. O aparecimento de mais defeitos e QCSE mais forte em MQWs InGaN/GaN com uma camada LT-GaN cap mais espessa é desvantajoso para melhorar a intensidade de luminescência, então por que a intensidade PL de C é comparável a B? De fato, estados de localização também desempenham um papel importante na melhoria da eficiência luminosa. Portadores podem ser capturados em estados localizados e recombinair radiativamente. Quanto mais forte o efeito de localização de éxcitons, mais portadores não serão capturados em defeitos, o que parece explicar que a intensidade PL das amostras B e C é semelhante entre si, e a intensidade luminosa da amostra A é muito maior que as amostras B e C.

Conclusões

Em resumo, a influência da espessura da camada de cobertura de GaN nas características ópticas foi investigada. Os resultados obtidos das medições XRD mostram que uma camada de cobertura mais espessa é mais eficaz para proteger a composição de In da desorção. QCSE é intensificado e a eficiência de injeção de buracos é reduzida com o aumento da espessura da camada de cobertura de GaN. Os vários graus de efeito de localização de éxcitons induzidos por diferentes espessuras de camada de cobertura de GaN explicam as anomalias do comprimento de onda de pico PL e intensidade para três amostras. Camada LT-cap muito fina exacerbará a inhomogeneidade dos estados de localização na camada QW InGaN, e camada LT-cap muito espessa gerará mais defeitos na camada de cobertura de GaN. Portanto, otimizar a espessura da camada LT-GaN cap é uma questão chave para promover a uniformidade e intensidade de emissão da camada ativa InGaN.