Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Исследование механизма уменьшения квантовой эффективности электролюминесценции и механизма потерь на безызлучательную рекомбинацию в InxGai.xN/GaN светодиодных структурах при высоких уровнях инжекции
1.1. Обзор литературы 9
1.1.1. Общие сведения о lnxGai.xN/GaN светодиодной структуре 9
1.1.2. Механизм протекания тока в InxGai.xN/GaN структуре 10
1.1.3. Механизм уменьшения эффективности электролюминесценции InxGai.x/GaN структуре с ростом уровня инжекции 10
1.1.4. Постановка задачи 15
1.2. Методика эксперимента 16
1.2.1. Описание измерительной установки 16
1.2.2. Исследуемые структуры 18
1.3. Туннельно-рекомбинационные токи и эффективность электролюми несценции InojGao.s/GaN светодиодов 21
1.3.1. Экспериментальные данные 21
1.3.2. Туннелирование и инжекция в светодиодной структуре с InGaN/GaN квантовой ямой. Туннельно-рекомбинационная модель избыточного тока в светодиодных структурах 25
1.3.3. Туннельно-рекомбинационный ток при U > UEL- Пиннинг уровня Ферми на гетерогранице InGaN/GaN и подавление инжекции в InGaN квантовую яму 26
1.3.4. Возможные причины инжекционных потерь в светодиоде 30
1.3.5. Заключение 32
1.4. Влияние состояний на границах раздела на емкость InGaN/GaN светодиодных структур 33
1.4.1. Экспериментальные данные 33
1.4.2. Емкость и вид С(1!)-характеристики р-л-гетероструктуры с локализованными состояниями на интерфейсе 33
1.4.3. Заключение 36
1.5. Неоднородность инжекции носителей заряда и деградация светоди одных структур 37
1.5.1. Экспериментальные данные 37
1.5.2. Влияние врожденных и индуцированных электрическим стрессом состояний гетерограниц на избыточные токи 42
1.5.3. Влияние дизайнар-п -гетероструктуры на однородность свечения по площади рабочих светодиодов в стационарном режиме 42
1.5.4. Распределение ЭЛ по площади в импульсном режиме до и после деградации 45
1.5.5. Заключение 47
1.6. Выводы главы 48
Глава 2. Исследование влияния перегрева активного слоя InxGai.xN/GaN светодиодной структуры на эффективность голубых InxGai xN/GaN светодиодов
2.1. Обзор литературы 49
2.1.1. Определение температуры активной области светодиода 49
2.1.2. Варианты упаковок промышленных светодиодов 53
2.1.3. Постановка задачи 55
2.2.' Влияние джоулева разогрева на эффективность светодиода 58
2.3. Тепловая модель светодиода... 60
2.4. Влияние температуры радиатора на яркость и деградацию светодиода 61
2.5. Исследование величины перегрева активной области промышленных светодиодов 63
2.6. Обеспечение отвода тепла в мощных светодиодах 64
2.7. Выводы главы 67
Глава 3. Исследование влияния поглощения и рассеяния света, генерируемого в InxGai.xN активной области, на вывод света из светодиодной структуры и эффективность голубого светодиода
3.1. Обзор литературы 68
3.1.1. Показатель преломления 68
3.1.2. Коэффициент ослабления света 68
3.1.3. Анализ хода лучей в GaN светодиодной структуре 73
3.1.4. Увеличение эффективности выхода света из GaN светодиодных структур 75
3.1.5. Методы текстурироваиия поверхности светодиодных структур на основе нитрида галлия 75
3.1.6. Постановка задачи 77
3.2. Методика эксперимента 78
3.3. Экспериментальные данные 80
3.4. Определение коэффициента ослабления света 82
3.5. Оценка каналов выхода света из исследуемой светодиодной
структуры 87
3.6. Выводы главы 93
Заключение 94
Литература
- Механизм уменьшения эффективности электролюминесценции InxGai.x/GaN структуре с ростом уровня инжекции
- Туннельно-рекомбинационный ток при U > UEL- Пиннинг уровня Ферми на гетерогранице InGaN/GaN и подавление инжекции в InGaN квантовую яму
- Влияние джоулева разогрева на эффективность светодиода
- Увеличение эффективности выхода света из GaN светодиодных структур
Введение к работе
Нитрид галлия (GaN) был синтезирован более чем 50 лет назад Джузой и Ханом [1] пропусканием аммиака через разогретый галлий. С помощью данного метода GaN производился в виде маленьких игольчатых и пластинчатых кристаллов. Целью авторов было изучение кристаллической структуры и постоянной решетки GaN в контексте систематического изучения различных химических соединений.
Два десятилетия спустя Гриммис и др. [2] использовали схожую технологию для получения маленьких кристаллов GaN с целью измерения их фотолюминесцентного спектра.
Еще десять лет спустя Маруска [3] используя технологию химического парового осаждения, вырастил пленку GaN большой площади, используя в качестве подложки сапфир.
Во всех трех работах были получены сильно проводящие образцы n-типа, и считалось, что донорами являются вакансии азота. Однако позднее, это предположение было подвергнуто сомнению, и в качестве донора влияющего на n-проводимость был предположен кислород [4].
Работа [3], а так же производство первого светодиода [5] вызвала сильный интерес, и многие лаборатории занялись исследованием GaN. Первый GaN светодиод был M-i-n типа (М - металл) и мог эмитировать голубой, зеленый, желтый или оранжевый свет в зависимости от концентрации цинка в активном регионе [б].
В ходе исследований на основе отдельных кристаллов GaN были получены: антистоксовые свето диоды [7], поверхностный волновой акустический генератор [8] и солнечно-слепой ультрафиолетовый фотодетектор. Несмотря на эти достижения, проводящий р-GaN был все еще недоступен, и это в значительной степени ограничивало приборное применение нитрида галлия.
В 1988 году доктор Амано исследовал катодолюминесценцию GaN:Mg на сканирующем электронном микроскопе и обратил внимание на увеличение яркости свечения во время сканирования образца. Фотолюминесцентное исследование образца до и после облучения низкоэнергетическим электронным пучком (LEEBI) показало увеличение эффективности люминесценции на два порядка [9]. Последующие Холловские измерения показали, что исследуемый слой GaN стал проводящим р-типом. Этот удивительный феномен конверсии типа проводимости под воздействием пучка электронов был объяснен ван Вех-теном в работе [10]. Он предположил, что мелкий акцепторный уровень Mg был скомпенсирован атомами водорода образующими комплексы с атомами магния (подобно водородным комплексам с акцепторами в кремнии [11]). Энергия электронного пучка разру-
шала комплекс, и Mg становился мелким акцептором, лежащим примерно 0.16 эВ над валентной зоной [12]. Вскоре после этого Накамура установил, что отжиг GaN:Mg при температуре 750 С в атмосфере азота или в вакууме также приводит к конверсии типа проводимости [13].
После успешного решения проблемы р-типа GaN и использования InxGai.xN в качестве активного слоя светодиодных структур С. Накамуре удалось в 1994 году разработать яркие голубые и зеленые светодиоды [14]. Комбинация голубого светодиода с желтым люминофором позволила вскоре создать белые светодиоды - прототипы твердотельных ламп.
Важнейшей задачей для создания конкурентно-способного твердотельного освещения является увеличение эффективности светодиодных ламп. Эффективность лучших промышленных светодиодов на основе GaN достигает 15-^35%. Однако максимальная внешняя квантовая эффективность наблюдается при небольших токах 0.1 -ь1 мА, и уже при рабочем токе 20 мА она заметно падает [15]. Механизм падения эффективности в InxGai.xN/GaN структурах исследован недостаточно. Обычно падение эффективности с уровнем инжекции связывают с уменьшением вероятности захвата носителей заряда в In-GaN квантовую яму [15]. Однако наблюдающиеся зависимости эффективности от температуры не могут быть объяснены в рамках этих представлений [16]. Понимание физического механизма уменьшения эффективности InxGai.xN/GaN структур важно для технологического решения данной проблемы.
Поскольку эффективность светодиодов пока менее 50%, большая часть электрической энергии, потребляемой светодиодом, рассеивается в виде тепла. Перегрев структур протекающим током ограничивает эффективность и срок службы InxGai.xN/GaN светодиодов. Поэтому анализ теплового режима светодиодных структур также требует детального изучения.
Проблеме уменьшения оптических потерь в InxGai.xN/GaN светодиодных структурах в настоящее время посвящены многие исследования [17]. Это вызвано тем, что свет, генерируемый в активной области, испытывая полное внутреннее отражение, проходит большой путь в пленке GaN. Поэтому процессы поглощения и рассеяния, определяемые плотностью дефектов в GaN, могут оказывать существенное влияние на выход света. В связи с этим необходимы прямые измерения оптических потерь на длине волны генерируемого света в светодиодной структуре.
Цель работы состояла в исследовании основных механизмов, ограничивающих эффективность InxGa|.xN/GaN светодиодов. Ее достижение было связано с решением трех задач:
Исследование механизма уменьшения эффективности InxGai.xN/GaN светодиодов при увеличении рабочего тока (более 2 мА).
Исследование влияния перегрева активного слоя на эффективность InxGai.xN/GaN светодиодов.
Исследование влияния поглощения и рассеяния света, генерируемого в активной области, на вывод света и эффективность InxGai_xN/GaN светодиодов.
Основные научные положения, выносимые на защиту
Падение эффективности электролюминесценции /j-GaN/InGaN/p-GaN структур в диапазоне рабочих токов 5 * 20 мА обусловлено безызлучательной рекомбинацией на состояниях, локализованных на гетерограницах InGaN/GaN, и уменьшением коэффициента инжекции носителей заряда в InGaN/GaN квантовую яму с ростом напряжения в результате пиннинга уровня Ферми на гетерограницах.
Механические напряжения, создаваемые металлизацией р-споя GaN, приводят к неоднородности инжекции по площади InGaN/GaN светодиодной структуры. Увеличение емкости участка структуры под р-контактом после деградации светодиода приводит к временной задержке (~20-40 не) в распространении электролюминесценции по площади структуры.
Рабочие токи обычных GaN светодиодов могут быть увеличены в 5-7 раз (с соответственным увеличением выхода света) при оптимизации теплоотвода.
Коэффициент ослабления света, генерируемого в активной области тонкопленочных светодиодных структур, может быть определен из отношения интенсивностей излучения, выходящего по нормали и параллельно плоскости структуры
Диссертация состоит из Введения, трех глав и Заключения, содержит 103 страницы, из которых 31 с рисунками, и библиографию из 101 наименования.
Механизм уменьшения эффективности электролюминесценции InxGai.x/GaN структуре с ростом уровня инжекции
Основным механизмом протекания тока в структурах с InGaN/GaN квантовой ямой считается туннелирование. В работе [35] сравниваются вольт-амперные характеристики голубого светодиода с двойной гетероструктурой InGaN/AlGaN/GaN и красного светодиода GaAs/AlGaAs при комнатной температуре (рис 1.1).
В интервале токов 10"5 + 10"3 А вольтамперные характеристики, измеренные при комнатной температуре, описывались зависимостью I = Isexp[qV/пкТ), где п - фактор идеальности. Для характеристик голубого светодиода фактор идеальности n 6.8, что свидетельствует о доминирующей туннельной токовой составляющей, в то время как для диффузионных или рекомбинационных токов фактор идеальности должен лежать в пределах 1+2. Отмечается, что главной причиной этого является малая концентрация равновесных носителей заряда п;2= 4-Ю"20 см"6 (для примера в GaAs/AlGaAs п;2 6-\0Х2 см 6) вследствие большой ширины запрещенной зоны GaN, и для наблюдения ощутимых диффузионных токов требуется прикладывать большие напряжения.
В работе [36] приводятся вольтамперные характеристики в интервале температур 10-300 К для InGaN/GaN структур (рис 1.2). Отмечается слабая зависимость полученных кривых от температуры и делается вывод, что основным механизмом транспорта носителей через переход является туннелирование.
В работах [37-39] делается вывод о том, что на границе гетероперехода имеются локализованные состояния, связанные с неоднородностью концентрации In по площади активного слоя, и туннелирование носителей заряда может происходить на эти состояния при небольших напряжениях. При увеличении напряжений туннелирование носителей может происходить напрямую, минуя локализованные состояния на границе гетероперехода.
Обычно падение эффективности с уровнем инжекции объясняется инжекцией электронов в p-GaN «над» квантовой ямой и уменьшением захвата носителей заряда в InGaN квантовую яму [15]. Однако наблюдающиеся зависимости эффективности от температуры, для аналогичных InGaN светодиодных структур, не могут быть объяснены в рамках этих представлений [16, 41].
В работе [16] приводятся температурные зависимости электролюминесценции сверхяркого голубого (концентрация 1п=0.2) и зеленого (концентрация 1п=0.45) светодио-дов с InGaN квантовой ямой для тока инжекции 0.1 мА (рис 1.4). Отмечается, что с уменьшением температуры наблюдается рост эффективности люминесценции примерно до температуры 140 К. Однако при дальнейшем понижении температуры, эффективность резко падает (рис. 1.4). Это падение объясняется захватом носителей в хвосты плотности состояний вне квантовой ямы.
В работе [41] исследуются температурные зависимости электролюминесценции структуры InGaN/GaN множественных квантовых ям и с различным содержанием In. Приводятся характеристики температурного смещения энергетического пика электролюминесценции для ультрафиолетового, голубого и зеленого светодиодов (рис 1.5), а также температурная зависимость электролюминесценции (рис. 1.6). Аналогичные кривые также получены в работе [42]. Изменение кривой эффективности с температурой авторы объясняют захватом носителей на локализованные состояния [43]. Также отмечается влияние концентрации In на поведение температурных зависимостей. Это связывают с увеличением плотности локализованных состояний внутри квантовой ямы, что способствует более эффективному захвату носителей и доминированию излучательной рекомбинации в широком диапазоне температур.
Из обзора литературы видно, что нет единой модели протекания тока в lnxGai.xN/GaN светодиодных структурах и не ясен механизм падения эффективности с ростом тока.
Перед нами стояла задача: детально исследовать стационарные и переходные I-U и L-U характеристики, провести температурные измерения тока и эффективности светодиодных структур и попытаться качественно понять причины падения квантовой эффективности с ростом тока.
Работа посвящена исследованию эффективности голубых светодиодов с InGaN квантовой ямой. В ходе исследования снимались стационарные и импульсные вольт-амперные характеристики, интегральные и дифференциальные вольт - яркостные характеристики, а так же спектральные и температурные зависимости излучения при электрической и оптической накачке. Большинство измерений проводилось в автоматическом режиме, что позволяло исследовать большее количество образцов.
Измерительная установка смонтирована на оптическом столе установленном на тяжелый металлический каркас рис. 1.7. В работе использовались следующие приборы: High Current Source Measure Unit Keithley 238, TEC Source Meter Keithley 2510, вольтметр B7-40/1, генератор импульсов Г5-56, источники питания постоянного тока Б5-50, осциллограф С1-112, осциллограф универсальный С1-70, осциллограф С1-83, спектрометр AVantes.
К оптическому столу и приборной стойке подведено электропитание, а также заземление, выполненное в виде медной шины. На оптическом столе закреплен микроскоп МБС-10. Под микроскопом смонтирован 2х координатный оптический столик. На этом столике закреплена предметная алюминиевая пластина со встроенным фотодетектором и разъемами для питания. Во время измерений на эту пластину помещались исследуемые образцы. В случае необходимости вся конструкция могла накрываться медным защитным экраном.
Питание на исследованные структуры подавалось несколькими способами в зависимости от объекта исследования. В случае исследования упакованных светодиодов ножки светодиода закреплялись в специальные механические зажимы или к ним припаивались контактные провода.
В случае светодиодных структур размером 340x340 мкм использовалось три метода крепления. В первом случае использовались 3х координатные механические подвижки с вакуумным присосом производства фирмы Wentworth Laboratories. Подвижки размещались с двух сторон от микроскопа. На концах подвижек через слой диэлектрика прикреплялись вольфрамовые иглы с радиусом острия 30 -50 мкм.
Туннельно-рекомбинационный ток при U > UEL- Пиннинг уровня Ферми на гетерогранице InGaN/GaN и подавление инжекции в InGaN квантовую яму
Туннелирование и инжекция в светодиодной структуре с InGaN/GaN квантовой ямой. Туннельно-рекомбинационная модель избыточного тока в светодиодных структурах. Избыточный туннельно-рекомбинационный ток при малых напряжениях U UEL Для случая однородного распределения состояний по энергии в запрещенной зоне и рекомбинации в нейтральной области туннельно-рекомбинационный ток при прямом смещении р-п перехода может быть записан как Jt=J0 V({U-Ubi)IU,) (1.1) где Ubi - встроенное напряжение/)-п перехода, С/, - J(NaNdl(Na + Nd)), Nan Nd — концентрации акцепторов в р - области и доноров ви- области соответственно [45].
Туннельный ток, наблюдающийся в исследованных диодах при малых напряжениях, резко растет вблизи напряжении „включения" UEL 2.4 В. Избыточный ток при U UEL, не генерирующий свет, может быть связан с тем, что носители заряда не инжектируются в квантовую яму, а туннелируют к гетерогранице InGaN/p-GaN с высокой плотностью состояний (рис. 1.20.). Выраженные ступени на температурной зависимости тока при постоянном прямом напряжении (рис. 1.14) предполагают неоднородное распределение граничных состояний в запрещенной зоне и указывают на две группы состояний. Заметим, что причиной избыточного тока может быть также туннелирование по границам зерен.
В исследованных светодиодах слой и-GaN легирован сильнее (Nd = 10 см" ), чем слой p-GaN (Na = 2-Ю17 см "3). Учитывая большую эффективную массу дырок в GaN - mh = 2.2/mo (m0 - масса свободного электрона) [46], можно предложить туннельно-рекомбинационную модель избыточного тока InxGai.xN/GaN светодиодных структур. Мо дель включает туннелироваиие электронов сквозь потенциальный барьер в л-GaN, их захват в локализованные состояния на гетерогранице InGaN/p-GaN и рекомбинацию с дырками, термически активированными над барьером в p-GaN (рис. 1.15).
Импульсные и статические I-Uхарактеристики при U UEL Вид вольт - амперных характеристик, наблюдающихся для постоянного и переходного токов, подтверждает рассматриваемую модель. Как видно на рис. 1.12, характер нелинейности этих характеристик подобен, что типично для случая, когда захват носителей заряда играет определяющую роль при токопереносе. Спад тока со временем после снижения барьера импульсньш напряжением в начальный момент импульса при / = 0 может быть вызван захватом электронов в незанятые локализованные состояния на внутренних поверхностях, на гетерогранице InGaN/GaN, на границах зерен и дислокациях в n-GaN. При малых прямых напряжениях рост отрицательного заряда на граничных состояниях, Qi, компенсирует первоначальное понижение барьера для электронов.
Увеличение прямого смещения должно приводить к постепенному насыщению центров захвата и увеличению инжекционного тока в квантовую яму. Сравнение зависимостей J(U) и J, ipm) позволяет сделать вывод о том, что ловушки на гетерогранице полностью заполняются при напряжении предельного заполнения ловушек UTFL — 3 В. Действительно, как видно из рис. 1.12, вблизи этого напряжения величина постоянного тока постепенно увеличивается до уровня импульсного тока. В этой области напряжений U = UTFL наблюдается и максимальная квантовая эффективность электролюминесценции.
При межзонной излучательной рекомбинации рекомбинационный ток в p-i-n структуре описывается следующей формулой [47]: J exp(qU/kT) (1.2)
Однако, при комнатной температуре зависимость интенсивности света от напряжения (рис. 1.12, кривая / ) близка к зависимости такого вида лишь при малых напряжениях (U 2.7 В). С ростом напряжения наклон кривых \gL{U), как и кривых \gJ{U), уменьшается. При этом d\gLld(J d\g JІ дії и интенсивность света отстает от тока.
При U игц наблюдается уменьшение эффективности электролюминесценции, ко торое естественно связать с ограничением инжекции носителей заряда в квантовую яму при рекомбинации дырок с электронами, захваченными на локализованные состояния на гетерогранице. С ростом концентрации дырок на гетерогранице вновь начинают домини ровать туннелирование и рекомбинация на гетерогранице, в результате доля компоненты инжекционного тока в квантовую яму в полном токе уменьшается. Учитывая, что Uhl-U = U„+Up (1.3) t где U„ и Up - высота потенциального барьера в п-и р - области соответственно, и согласно требованиям нейтральности:
Подтверждением влияния туннельно-рекомбинационных токов на интенсивность электролюминесценции являются следующие экспериментальные факты. В голубых диодах с большими избыточными токами (J 0.1—0.2 мА при 2.6 В) уменьшение квантовой эффективности начинается при меньших напряжениях и сопровождается насыщением интенсивности электролюминесценции, как иллюстрирует рис. 1.16, где приведены I-U- и L-U характеристики такого диода.
Особенно ярко проявляется связь туннельно-рекомбинационного тока с квантовой эффективностью при больших напряжениях в фиолетовых диодах (длина волны максимума излучения Хщах 400 нм). В этих диодах из-за большей ширины запрещенной зоны в InxGaj.xN напряжение, необходимое для генерации света (при доминировании туннельного механизма токопереноса): UEL hr-(/J„+MP) (1.9) где ц„ и р.р - энергии уровня Ферми в п- и p-GaN соответственно, должно быть больше, чем в голубых светодиодах (А.тах = 465 нм), на Uty/q-QAAB (Ahy — разность энергий квантов). Для фиолетовых диодов наблюдается сдвиг кривых lgZ.(t7)B область больших напряжений (рис. 1.16., кривая 2 ), но для двух светодиодов наблюдаются близкие I-U характеристики (кривые У и 2). В этих диодах величина избыточного тока достигает 1-2 мА при U - 3—3.1 В (кривая 2), что приводит даже к уменьшению интенсивности света с напряжением при токах 1 мА.
Влияние джоулева разогрева на эффективность светодиода
В начале исследования был проанализирован вклад инжекционных и джоулевых потерь в уменьшение эффективности при увеличении рабочего тока InxGai_xN/GaN светодиодной структуры.
Для разделения влияния инжекционных и джоулевых потерь на яркость и эффективность, исследовались токовые зависимости интенсивности электролюминесценции L(I) в импульсном режиме работы светодиода. В случае если длительность и частота следования токовых импульсов таковы что активная область успевает нагреваться во время импульса тока и не успевает охлаждаться в промежутках между импульсами, то перегрев структуры определяется средней рассеиваемой мощностью. Характерные времена адиабатического нагрева слоев GaN (тоаы) и сапфировой подложки (xsap), оцениваются по формуле: т =cpd2/k, где с - удельная теплоемкость,р - плотность материала, d - толщина слоя и составляют TG3N = Ю"7 с и Tsap = 10"3 с.
Так как характерное время охлаждения структуры превышает т5ар, то при tp 10" си f 10" с, перегрев структуры определяется средней рассеиваемой мощностью Wp = tpfW и при tpf = const и заданной амплитуде импульса температура р-л-перехода не зависит от длительности импульса.
На рис. 2.11. приведены токовые зависимости дифференциальной эффективности электролюминесценции rjeff = dL/dl (І) в импульсном и стационарном режимах работы, измеренные в диапазоне токов от 1 до 400 мА. Анализ данных кривых показал, что в условиях эффективного теплоотвода, при закреплении Ino.2Gao.8N/GaN структуры на элементе Пельтье, поддерживающем температуру теплоотвода 25 С, эффективность определяется инжекционными потерями вплоть до токов -150 мА (рис 2.11). При дальнейшем росте тока доминирующим становится перегрев структуры.
Тепловая модель светодиода. На рис. 2.12 показано устройство стандартного индикаторного светодиода и его теп ловая модель, а также обозначены перепады температур между основными элементами конструкции светодиода. Основным каналом отвода тепла от светодиодной структуры является катодный вывод. Тепло, выделяемое в активной области светодиодной структу ры p-GaN/InGaN/n-GaN, отводится в окружающую среду через последовательные тепло вые сопротивления р-п - перехода R,, сапфировой подложки Rsap, теплового контакта под ложка - монтажное основание Rsp и катодного вывода R.a. Отвод тепла через корпус, вы полненный из эпоксидной смолы, и проволочные контакты незначителен (по оценкам, 1 % ) и не учитывается. Перегрев активной области определяется полным тепловым сопро тивлением между активной областью и охлаждающей средой Rj.a: Тг Та ДТ а = (1 - rufr)W Rj.a, (2.1) где Tj и Та - температура р-п - перехода и окружающей среды соответственно, W - потребляемая светодиодом электрическая мощность, rieff— эффективность светодиода, Rj.a= Rj + Rsap + Rsp + Ri-a, ATj-a AT,- + ATsap + ATsp + AT.a - температурные перепады на тепловых сопротивлениях Rj, Rsap, RSp и R-a, соответственно.
Внутреннее тепловое сопротивление светодиода с площадью активной области Sj = 6-10 cm2 может быть определено как Rjnt= Rj + Rsap + Rsp. Оценки показывают, что вследствие малой толщины слоев GaN и высокой теплопроводности GaN (kcaN = 1.3 Вт см"1 К") тепловое сопротивление активной области структуры мало, составляя при толщине слоев GaN 2-3 мкм Rj « 0.26 - 0.38 K/W. Тепловое сопротивление подложки может быть оценено по формуле Rsap = dsaP/(ksapS), и при типичной для индикаторных светодиодов толщине сапфировой подложки dsap = 100 мкм, при S = 1.1610"3 см2 и ksap = 0.35 Вт см"1 К"1 составляет 25 К/Вт. Тепловое сопротивление растекания Rsp определяется теплопроводностью материала монтажного основания, на котором закреплен чип. При Ssp » S и dsp » а, где Ssp и dsp - площадь и толщина основания, a = (S)"2 - линейный размер чипа светодиода, Rsp может быть оценено в соответствии с формулой Rsp « (a nm ksp)" [65] ( ksp -коэффициент теплопроводности материала монтажного основания). Так, при закреплении чипа на А1 (или Си) пластине Rsp = 10 K/W (5 K/W), а на стеклянной пластине - Rsp 2000 K/W. Таким образом, при оптимальном теплоотводе достижимый минимальный перегрев активной области индикаторного светодиода ограничивается тепловым сопротивлением сапфировой подложки и может быть уменьшен ДО Rmin 30 K/W.
Для изучения влияния температуры на оптическую мощность светодиода было проведено исследование работы светодиодной структуры в условиях фиксированной температуры материала радиатора. Светодиодная структура закреплялась на алюминиевой пластине - радиаторе, сапфировой подложкой вниз. Алюминиевая пластина, в свою очередь, приклеивалась с помощью термопасты (АлСил-3) на элемент Пельтье. Элемент Пельтье нагревался (или охлаждался) до фиксированной температуры в диапазоне 25 — 75 С. Измеренные в этих условиях зависимости интенсивности электролюминесценции приведены на рис 2.13, кривые. Для сравнения на рисунке приведена также зависимость интенсивности электролюминесценции этой же светодиодной структуры, установленной на стеклянной пластине кривая. Этот случай может считаться грубым приближением отсутствия дополнительного теплоотвода от светодиодной структуры.
При увеличении тока мощность излучения светодиода выходит на насыщение, а затем начинает падать. При дальнейшем увеличении тока на ІО-Ї-50 мА происходит катастрофическая деградация структуры. Уменьшение яркости структуры с ростом тока служило сигналом для прекращения эксперимента.
Эти эксперименты демонстрируют также возможность увеличения яркости индикаторного светодиода за счет увеличения рабочего тока от 20 до 350 мА при оптимальном тєплоотводе. Как видно из рис.2.13, при температуре материала теплоотвода 25 С (кривая /) интенсивность света увеличивается с током вплоть до I = 350 мА (W= 2.5 Вт). При этом оценка температуры перегрева активной области, учитывая величину Rmin 30 K/W, составит ДТ3 = Rmin W в 75 С, при этом Tj 100 С.
Как следует из кривой 3, даже в нагретой до 75 С светодиодной структуре с отводом тепла алюминиевой пластиной, падение мощности излучения начинается при токе I = 300 мА (W = 2.5 Вт), значительно большем, чем ток, при котором падает мощность структуры, установленной на стеклянной пластине (1 100 мА).
Увеличение эффективности выхода света из GaN светодиодных структур
Рассмотрим упрощенную двумерную модель светодиодной структуры, состоящую из 100 микронной сапфировой подложки, 5 микронного слоя GaN со встроенным тонким активным слоем и полупрозрачного металлического контакта (рис 3.11.). Считаем, что сечение светодиодной структуры имеет идеальную прямоугольную форму. Генерация света происходит в активном слое, находящемся в 250 нм от верхней границы GaN.
По аналогии с работой [78] считаем, что 75% генерируемого света имеет ТЕ поляризацию и сферическую диаграмму направленности, а 25% генерируемого света имеет ТМ поляризацию и следующую функцию распределения по углу: /7W=- -cos20. (3.1) 16л Угол 8 отсчитывается от нормали к активному слою, направления 8 = 90 и 270 параллельны активному слою. Таким образом, поперек слоя распространяется свет с ТМ и ТЕМ поляризациями и интенсивностью Io , а вдоль слоя только свет с ТЕМ поляризацией и интенсивностью 0.75 1о.
Пусть - поток излучения, приходящийся на единичный телесный угол, генерируемый в элементе dx активного слоя. Ограничимся рассмотрением двух потоков света I х и 1ц выходящих по нормали через верхнюю и боковую поверхности нашей модели соответственно.
Пусть dl ± - поток излучения выходящий в единичном телесном угле по нормали через верхнюю поверхность. На своем пути dli проходит через тонкий слой GaN, границу GaN с полупрозрачным металлическим контактом, которая имеет коэффициент отражения R, и сам полупрозрачный металлический контакт с коэффициентом прохождения света к. В силу малой толщины полупрозрачного контакта будем считать, что коэффициент отражения R определяется отражением от границы GaN - воздух. Тогда для потока излучения dl х можно записать следующее выражение:
В этом выражении мы пренебрегли ослаблением света в слое GaN, в силу малой толщины слоя. Множитель (nair/nGaN)2 вводиться как коэффициент пропорциональности между телесными углами выхода света в слое GaN и на воздухе. Поток I ± выходящий по нормали через верхнюю поверхность находиться интегрированием по длине структуры от 0 до L. Итоговое выражение выглядит следующим образом: f v
Поток света dl „ на своем пути проходит вдоль слоя GaN и через границу GaN - воздух. Выделим участок dx (рис 5.5) из которого в направлении по нормали к боковой поверхности в бесконечно малом телесном угле генерируется поток света 1о- Учитывая ослабление света при прохождении расстояния (L-x) вдоль слоя GaN до боковой стенки структуры, а также отражение на границе GaN - воздух можно записать следующее выражение:
Числовой коэффициент указывает на то, что в направлении по нормали к боковой поверхности свет распространяется только с ТЕ поляризацией. Доля такого света, как уже отмечалось раньше, составляет 0.75 от всего генерируемого света. Тогда, выход света 11( через боковую поверхность структуры находиться интегрированием выражения (3.4) по dx с пределами интегрирования от 0 до L. Итоговое выражение для I п выглядит следующим образом:
Полученное выражение является функцией от коэффициента ослабления света а. Строго говоря, этот коэффициент ослабления определен для света распространяющегося вдоль слоя светодиодной структуры. В принципе коэффициент ослабления света поперек слоя может отличаться от коэффициента ослабления вдоль слоя, например, из-за анизотропии в распределении дислокаций.
Рассмотрим два предельных случая, когда коэффициент ослабления равен 0 и бесконечности. В случае отсутствия ослабления света, lim 1,/1 х при а—»0 будет равен 0.75/к .
Это значит, что в отсутствие ослабления при рассмотрении в дальнем поле без учета поляризации и поглощения света в полупрозрачном металлическом контактном слое потоки I „ и I х должны быть равны. В случае а— со этот предел будет равен 0. Это означает, что через боковую поверхность структуры свет выходить не будет. Очевидно, что полученное выражение применимо и для аналогичной трехмерной модели. Теоретическая зависимость \J\y рассчитанная по формуле (3.6), представлена на рис. 3.12. Величина L в нашем случае равнялась 340 мкм.
Значение для коэффициента прохождения света к в полупрозрачном металлическом контакте светодиода было нами измерено и составило 0.81.
Данное выражение может быть применено для определения коэффициента ослабления реальной светодиодной структуры при условии оценки всех неточностей, допущенных при его получении.
В полученном выражении не учтено многократное отражение от границ структуры, которое в действительности имеет место. По нашим оценкам оно существенно не влияет на выход света, так как большая часть отраженного света либо выходит через сапфир, либо поглощается и рассеивается в слое GaN.
Так же стоит отметить, что измерения проводились фотоприемником с диафрагмой диаметром 1.8 мм, помещенным на расстояние 60 мм. Выбранные нами расстояние и диаметр диафрагмы обеспечивали измерение интенсивности излучения в телесном угле, имеющем конечное значение с углом при вершине равным 1.8. По нашим оценкам, в силу большой разнице в показателях преломления нитрида галлия и воздуха это приводит к погрешности в пределах 2.5-10 2 %.
При оценке потока излучения выходящего параллельно слою нитрида галлия нами не учитывались лучи выходящие под углом полного внутреннего отражения вдоль слоя GaN, так как, исходя из формул Френеля, доля таких лучей ничтожно мала.
В модели не учтено наличие контактной сетки (усиленных контактов), однако в исследуемых нами образцах под контактами генерация света отсутствовала, и следовательно, наличие контактов не вносило погрешности в наш эксперимент.
Существенную погрешность вносило наличие сколов и неровностей, имеющих место на торцах реальных структур. Исходя из набранной статистики эксперимента, данная погрешность лежит в пределах 10+15 %.
Учитывая все вышеописанное выражение (3.6) применимо для оценки коэффициента ослабления света реальной светодиодной структуры, исследуемой в нашем эксперименте с допустимой погрешностью.
