Green-Gap Verbindungshalbleiter AlN, GaN und InN

Transkript

1 Seminar Moderne Konzepte der Optoelektronik AG Kneisel Green-Gap Verbindungshalbleiter AlN, GaN und InN Jaison Kavalakkatt

2 Inhaltsverzeichnis 1. Einführung Überblick Anwendungsbereiche Klassische III-V-Halbleiter Nitridhalbleiter Kristallstruktur Bandlücken Dotierung Green-Gap Quantum-Confined Stark-Effect (QCSE) Quantenfilme QCSE Polarisation Spontane Polarisation Piezoelektrische Polarisation InGaN-LEDs Lösungsansätze zur Steigerung der Effizienz Leistungserhöhung stärkere Dotierung Änderung der Schichtdicken Erhöhung Verringerung Kristallorientierung Literatur 18 2

3 1. Einführung 1.1 Überblick In dieser Arbeit geht es um lichtemittierende Halbleiterdioden im grünen Spektralbereich, die in diesem Wellenlängenbereich Photonen mit geringer Effizienz abstrahlen als Dioden im Roten. Es wird hier ermittelt weshalb es zu diesem geringen Effizienten kommt, und dabei speziell auf die Nitridhalbleiter eingegangen, mit denen man versucht das Problem zu Lösen. 1.2 Anwendungsbereiche Seit der Entwicklung von lichtemittierenden Halbleitern, also von Lichtemittierenden Dioden (LED) und Laser Dioden (LD), waren die Ziele der Forschung, diese mit immer höheren Leistungen herzustellen. Desweiteren soll die Effizienz weiter erhöht werden um sie für kommerzielle Zwecke attraktiver zu machen. Abb.1: LEDs mit unterschiedlichen Farben. Man möchte die LEDs und LDs in möglichst jeder Farbe haben, also einen weiten Spektralbereich mit ihnen Abdecken. Die Anwendungen bei denen sie verwendet werden findet man bereits im Alltag. Als Ersatz für herkömmliche Leuchtmittel sind LEDs zum Beispiel in Verkehrsampeln im Betrieb, da sie eine höhere Leuchtdichte aufweisen als die sonst benutzten Glühlampen, und somit Effizienter sind und zudem eine längere Lebensdauer besitzen. Ziel in ferner Zukunft ist dann auch andere Leuchtmittel wie Halogenlampen und Leuchtstoffröhren zu ersetzen. Ein weiterer Anwendungsbereich findet sich in der Massenunterhaltung, in dem große LED-Leinwände aufgebaut werden, wie es zum Beispiel in vielen Sportstätten zu finden ist, wie im Berliner Olympiastadium. Ein wichtiger Anwendungsbereich findet sich im Bereich der Datentechnik. Sony hat so zum Beispiel die Blue-Ray-Disk entwickelt. Diese Disk benötigt eine Blau- Violette Laser Diode, um eine hohe Speicherdichte zu erreichen. Es sind bis zu 50 GigaByte auf einer Disk möglich. Abb.2: Berliner LED-Ampelmännchen 3

4 1.3 Klassische III-V-Halbleiter LEDs, die im sichtbaren Bereich Licht emittieren, waren zunächst III-V-Halbleiter aus AlP und GaP, und auch GaAs und InAs im Infraroten. Es wurden aber auch II-VI Halbleiter wie z.b. ZnO ZnS und ZnSe genutzt. Diese Halbleiter haben Bandlückenenergien, bei denen Photonen abgestrahlt werden, die vom menschlichen Auge wahrgenommen werden können. Das Problem klassischer III-V-Halbleiter ist, dass sie zum Teil indirekte Bandlücken besitzen. Für einen strahlenden Übergang im Halbleiter ist ein zusätzlicher Impuls von einem Phonon nötig. Das Problem besteht nun darin, dass zum Zeitpunkt des Übergangs das Phonon mit dem nötigen Impuls ebenfalls existieren muss um seinen Impuls zu übergeben. In Abb.3 ist die Wall-Plug Effciency, von AlGaP- Dioden, logarithmisch über die Wellenlängen aufgetragen. Die Effizienz nimmt dort vom roten in den grünen Wellenlängenbereich über mehr als eine Größenordnung von ca. 45% bis unter 1% ab. Um die grünen AlGaP-Dioden herzustellen ist ein größerer Al-Anteil nötig als in den Roten, um somit die Bandlücke zu vergrößern. Gleichzeitig nimmt die Wahrscheinlichkeit für einen strahlenden Übergang ab, womit sich die geringen Effizienten der grünen Lichtemitter ergeben. Gesucht werden somit nun direkte Halbleiter, die eine Bandlücke besitzen, bei der sichtbares Licht emittiert wird. Diese Eigenschaft bieten die III-Nitridhalbleiter, also Elemente aus der dritten Hauptgruppe in einer Stickstoffverbindung, wie GaN, AlN und InN. Abb.3: Wall-Plug Efficiency in Abhängigkeit von der Wellenlänge von AlGaP-Dioden im sichtbaren Emissionsbereich. 4

5 2. Nitridhalbleiter Bei den Nitridhalbleitern handelt es sich um Stickstoff basierte (III-IV)-Halbleiter. Für die Optoelektronik im Bereich der Lichtemitter, auf Grund des breiten Emissionsbereich, interessant sind Aluminiumnitrid (AlN), Galliumnitrid (GaN) und Indiumnitrid (InN). 2.1 Kristallstruktur Die Nitridhalbleiter kristallisieren hexagonal meist in der Wurtzit-Struktur. In Abb.4 ist diese Struktur anhand von GaN zu sehen. Bei den grauen Kugeln handelt es sich um Ga und bei den kleineren weißen Kugeln um N. Das Gitter lässt sich mit den eingezeichneten Gitterkonstanten a und c beschreiben. Entlang der c-richtung wechseln sich Schichten aus Ga und N ab. Dies sollte nicht mit der abwechselnden Stapelfolge ABABAB in [002] verwechselt werden. Ein Stapel bezeichnet eine Netzebene aus dem Ga und N, die aus Tetraedern-Bindungen zusammengesetzt ist. Der Stapel A bezeichnet in Abb.4 die Netzebenen, die mit der Tetraederspitze nach oben zeigt, und der Stapel B die, die mit der Spitze nach unten zeigt. Die Nitridhalbleiter können ebenfalls in einer kubischen Zinc- Blenden-Struktur, mit einer Stapelfolge ABCABC in [111], kristallisieren. Die Struktur ist allerdings thermodynamisch nicht so stabil wie die Wurtzit-Struktur. In welcher Struktur die Nitridhalbleiter wachsen ist dabei vor allem vom Substrat abhängig, auf dem sie kristallisieren. Desweiteren ist die Wachstumsrichtung vom Substrat abhängig. In der Regel wachsen sie in c-richtung, da das meist verwendete Substrat, Saphir, so orientiert ist und kostengünstig in großen Mengen hergestellt werden kann. Es gibt auch andere Substrate, die ein Wachstum in c-richtung verursachen, wie SiC, die allerdings komplizierter in der Herstellung sind und somit auch teurer sind. An Substraten die eine andere Wachstumsrichtung begünstigen wird zur Zeit noch geforscht. Abb.4: Wurtzit- Struktur am Beispiel von GaN mit Stapelfolge ABAB. Die Ga-Atome sind grau dargestellt und die N- Atome weiß. Die Stapel A sind die Tetraederbindungen mit der Spitze nach oben, und Stapel B mit der Spitze nach unten. Die Gitterkonstanten sind an der Struktur mit a und c eingezeichnet. 5

6 Material a [nm] c [nm] AlN 0,3110 0,4980 GaN 0,3190 0,5189 InN 0,3540 0,5706 Tab.1: Gitterkonstanten a und c der Nitridhalbleiter AlN GaN und InN in nm[2]. Die Gitterkonstanten a und c der Nitridhalbleiter AlN GaN und InN sind in Tab.1 angegeben. Dort ist zu sehen, dass beide Gitterkonstanten vom AlN zum InN größer werden. Die Gitterkonstanten von AlN und GaN liegen dabei relativ Nahe beieinander. Die Gitterkonstanten vergrößern sich somit mit zunehmender Ordnungszahl und damit zunehmendem Atomradius der Gruppe-III Elemente. 2.2 Bandlücken Die Bandlücken der drei Nitridhalbleiter reichen von 6,2eV (AlN) bis ca. 0,7eV(InN) (Abb.5 & Tab.2) was einem Wellenlängenbereich von 200 bis 1771nm entspricht. Die genaue Bandlücke von InN ist allerdings nicht genau bestimmt, da es schwer ist InN in dicken Schichten und mit hoher Qualität herzustellen um diese genau zu bestimmen. Material Eg [ev] λ [nm] AlN 6,2 200 GaN 3,4 365 InN 0, Abb.5: Bandlücken und die Übergangswellenlängen der Nitridhalbleiter, als Funktion der Gitterkonstanten. Tab.2: Bandlücken und Emissionswellenlängen der Nitirdhalbleiter (AlN & GaN[1], InN[3]) In Abb.5 sieht man zunächst wieder, dass die Gitterkonstante von InN stark abweicht. Man erkennt desweiteren, dass die Bandlücken einen großen Spektralbereich vom Ultravioletten mit AlN bis zum Infraroten mit InN abdecken, und somit die Nitridhalbleiter für die Optoelektronik geeignet sind. Der für den Menschen sichtbare Bereich erstreckt sich von 380 bis 780nm. Um nun Dioden herzustellen die im sichtbaren Bereich Licht emittieren, stellt man eine InGaN-Schicht als aktive Zone her. In dieser Zone nehmen die In-Atome die Gitterplätze von den Ga-Atomen ein. Um eine Diode herzustellen die im grünen sichtbaren Bereich Licht emittiert ist ein Indium Anteil von ca. 40% bis 45% nötig. 6

7 2.3 Dotierung Halbleiterdioden bestehen im einfachsten Fall aus einem n-dotierten und p-dotierten Halbleitermaterial. Man möchte so, während des Betriebs, mehr Ladungsträger erzeugen, die die Effektivität einer Leuchtdiode erhöhen kann. Beim n-dotieren (Abb.6, links) nimmt ein Siliziumatom den Gitterplatz vom Galliumatom ein. Das n-dotieren der Nitridhalbleiter erweist sich als verhältnismäßig einfach. Bereits beim Wachstum der Kristalle bauen sich Fremdatome mit ein, die eine n-dotierung bewirken, und als Hintergrunddotierung bezeichnet wird. Abb.6: Links: mit Silizium n-dotierter Nitridhalbleiter; Rechts: mit Magnesium p-dotierter Nitridhalbleiter Die Siliziumatome besitzen in der Valenzschale ein Elektron mehr als Galliumatome. Diese zusätzlichen Elektronen sind zwar örtlich an das Silizium gebunden, tragen allerdings nicht zu den Bindungen im Kristall bei. Diese Ladungsträger bewirken somit eine bessere n-leitung. Dafür müssen diese aktiviert werden, also aus ihrem einfachen gebundenen Zustand ins Leistungsband angehoben werden. Die dazu benötigte Energie wird als Aktivierungsenergie bezeichnet und beträgt für Silizium 17meV [4]. Bei Raumtemperatur wird nach der Fermi-Verteilung an den Kristall eine Energie von ca. 25meV abgegeben, also hat man eine hohe Wahrscheinlichkeit um das Silizium in den Nitridhalbleitern vollständig zu aktivieren. Die p-dotierung hat sich im Vergleich zur n- Dotierung als schwierig erwiesen. Außer, dass die Hintergrunddotierung kompensiert werden muss, gibt es nicht so viele Materialien die sich einbauen lassen. Mit Magnesium hat man ein Dotierstoff gefunden, das den Gitterplatz eines Galliumatoms einnimmt und ein Elektron weniger in der Valenzschale hat als Gallium. Magnesium hat für die Lochleitung eine Aktivierungsenergie von 160meV [5], also eine Energie, bei der die Wahrscheinlichkeit das Magnesium bei Raumtemperatur vollständigen zu aktivieren sehr gering ist. Es sind somit nur ca. 1% des Magnesiums aktiviert. Aus diesem Grund muss eine hohe Magnesiumkonzentration eingebaut werden, wodurch verstärkt Gitterfehler auftreten, die die Leitung auf Grund von Ladungsverlusten behindern. Weitere Probleme werden durch Wasserstoffatome, die am Magnesium gebunden sind und sich während des Wachstums ebenfalls im Kristall mit einbauen, verursacht (Abb.6, rechts). Diese bewirken, dass die Ladungsträger im eigentlich p-dotierte Kristall, nicht frei sind. Die Wasserstoffatome müssen also herausgelöst werden, indem man den Halbleiter nach dem Wachstum nochmal bei 700 bis 1000 C ausheizt. 7

8 2.4 Green-Gap Betrachtet man den Effizienzverlauf der AlGaP und der InGaN basierten Bauelemente (Abb.7), sieht man, dass dieser im grünen Bereich abfällt. Die Wall-Plug Efficiency, die logarithmisch über die Wellenlänge von 400 bis 700nm aufgetragen ist, fällt dabei um mehr als eine Größenordnung von über 11% bei InGaN, im violetten Wellenlängenbereich (ca. 430nm), und von über 13% bei AlGaP, im roten Wellenlängenbereich (ca. 660nm), auf weniger als 1% im grünen (ca. 570nm) ab. Man hat somit ein grünes Effizienzloch. Ursache des Effizienzabfalls für die Nitridhalbleiter findet man im Quantum Confined Stark-Effect, dessen Ursache in der Kristallstruktur zu finden ist. Beides wird in den folgenden Kapiteln genauer betrachtet. Abb.7: Green-Gap, Effizienzloch bei grünen Lichtemittern (ca. 570nm). Die Wall-Plug Efficiency in % ist logarithmisch über die Wellenlänge in nm im Bereich von 400 bis 700nm aufgetragen. 8

9 3. Quantum-Confined Stark-Effect Effiziente bzw. kommerzielle Leucht- und Laserdioden bestehen nicht nur aus einem p- dotierten und n-dotierten Halbleiter, sondern sind aus mehreren Schichten aufgebaut, die auch starke unterschiede in den Gitterkonstanten haben können. Bei den Schichten handelt es sich zum Teil um Quantenfilme, die für die Lichtemission entscheidend sind, und in denen der Quantum-Confined Stark-Effect auftritt, der die Effektivität verringert. 3.1 Quantenfilm Bei einem Quantenfilm handelt es sich um eine Halbleiterschicht, die in einer Raumrichtung stark (im Nanometerbereich) eingeschränkt ist und somit nur eine zweidimensionale Ausdehnung angenommen wird, also nur zwei Freiheitsgrade besitzt. In Abb.8 ist dies im Vergleich zu einem nicht eingeschränkten (Bulk-) Material aufgezeichnet. Desweiteren sind für beide die Zustandsdichte der Ladungsträger über ihre Energie dargestellt. Beim Bulk-Material wird angenommen, dass es in allen drei Raumrichtungen (3D) unendlich ausgedehnt ist. Die dazugehörige Zustandsdichte ist durch einen wurzelförmigen Verlauf beschrieben, die eine minimale Grenzenergie besitzt. Diese Energie, ist die der Bandlückeenergie E g, also eine materialabhängige Größe. Man kann aus diesem Diagramm nun schließen, dass man bei der Bandlückenenergie, auf Grund der kleinen Zustandsdichte, nur wenige Ladungsträger hat, die Licht mit dieser Energie emittieren können. Die eingeschränkten Quantenfilme (2D) haben eine Dickte, die im Bereich der de Broglie- Wellenlänge liegt, und in Abb.8 mit L Z gekennzeichnet ist. Die Dicke ist in der Regel kleiner als 30nm, wobei folgender Zusammenhang gilt: ~ ~. Diese Einschränkung verursacht eine Änderung der Zustandsdichte der Ladungsträger im Vergleich zum Bulk-Material. Die Zustandsdichte im Quantenfilm ist mit einem stufenförmigen Verlauf beschrieben, wobei die kleinste Energie E 0, nicht mehr die der Bandlückenenergie E g vom Volumenkristall ist, sondern größer. Bei der niedrigsten Energie E 0 hat man somit eine höhere Zustandsdichte als im uneingeschränkten Fall bei der Bandlücke. Man kann nun darauf schließen, dass mehr Ladungen vorhanden sind, die Photonen mit einer Energie E 0 emittieren können. Wie groß E 0 und damit auch die Zustandsdichte ist, ist Anhängig von der Dicke des Quantenfilms. Je dünner der Quantenfilm ist, desto größer ist E 0 und desto größer ist auch die Zustandsdichte bei dieser Energie. Man erhält somit eine Blauverschiebung der Emissionswellenlänge. Abb.8: Zustandsdichten aufgetragen über die Energie bei einem Volumen-Material (3D) und einem Quantenfilm (2D) 9

10 3.2 QCSE Schaut man sich die Wellenfunktionen der Ladungsträger, also der Elektronen und der Löcher, in einer LED-Bandstruktur mit einem Quantenfilm an, hat man auf Grund der räumlichen Einschränkung des Quantenfilms einen hohen örtlichen Überlapp dieser Funktionen (Abb.9). Man hat somit eine hohe Wahrscheinlichkeit (~ zum Überlapp) für Rekombination im Quantenfilm. Gibt es nun ein elektrisches Feld im Film kommt es nun zu einer Verzerrung der Energiebänder (Abb.10), was als Quantum-Confined Stark-Effect (QCSE) bezeichnet wird. Diese Verzerrung hat Einfluss auf die Wellenfunktionen, und verursacht deren Verschiebung und Verformung, die rot in Abb.10 dargestellt sind. Somit hat man nun einen geringeren örtlichen Überlapp, also auch eine geringere Wahrscheinlichkeit für Rekombination im Quantenfilm. Diese geringere Rekombinationswahrscheinlichkeit verringert somit die Effizienz bei LEDs. In der Praxis ist dieser Effekt an der Rotverschiebung der Emissionslinie zu erkennen, also an strahlender Rekombination bei kleineren Energien. Abb.9: Skizziertes Energiediagramm einer Abb.10: QCSE im Quantenfilm dargestellt Diode bezüglich der Position in der im Skizziertes Energiediagramm einer Diode, mit eingezeichneten Wellenfunk- Diode bezüglich der inneren Position, mit tionen der Elektronen und Löcher im eingezeichneten Wellenfunktionen der Quantenfilm ohne elektrisches Feld. Elektronen und Löcher mit elektrischem Feld. 10

11 4. Polarisation Die Polarisation ist die Ursache des Quantum-Confined Stark-Effects. Es gibt zwei Arten der Polarisation, die spontane und piezoelektrische Polarisation, die im folgenden Abschnitt genauer erläutert und speziell für die Nitridhalbleiter besprochen werden. Die Ursache beider Polarisationsarten findet sich in der Wurtzit-Struktur. 4.1 Spontane Polarisation Die Wurtzit-Struktur hat einen Schichtförmigen Aufbau, also eine abwechselnde Schichtfolge aus Stickstoff und Gallium, bzw. Aluminium oder Indium, entlang der Wachstumsrichtung (c-achse). Durch diese Stapelfolge hat man nun polare Ebenen entlang der c-achse, die in Abb.11 in Blau und Rot dargestellt sind. Die Ursache der polaren Ebenen ist die unterschiedliche Elektronegativität (EN) der Atome. Die Elektronegativität ist die Fähigkeit eines Atoms in einem Molekül die bindenden Elektronenpaare an sich zu ziehen. In Tab.3 sind die Elektronegativitätswerte für die Elemente der Nitridhalbleiter angegeben. Man erkennt, dass der Wert für Stickstoff größer ist als die von Aluminium, Gallium und Indium. Es werden also die bindenden Elektronenpaare stärker zum Stickstoff hingezogen, so dass die Stickstoffebenen im Kristall negativ geladen sind und die des Aluminiums, bzw. des Galliums oder Indiums, positiv geladen sind. Der Verlauf der Elektronegativitätswerte ist in den Elementen der III-Hauptgruppe allerdings nicht linear zur Ordnungszahl, so dass der größte Wert der betrachtenden Elemente bei Gallium zu finden ist. Somit werden bei Galliumnitrid die Bindungselektronen schwächer zum Stickstoff hingezogen, als bei Indiumnitrid und Aluminiumnitrid. Atom EN Al 1,61 Ga 1,81 In 1,78 N 3,04 Tab.3: Elektronegativitätswerte der Gruppe III Elemente Al, Ga und In, und des Gruppe V Elements N [6] Abb.11: Spontane Polarisation durch in rot und blau gekennzeichnete polare Oberflächen Material Psp [C/m²] AlN -0,090 GaN -0,034 InN -0,042 Tab.4: Spontane Polarisation der Nitridhalbleiter AlN, GaN und InN [7] Zwischen diesen Ebenen entsteht so nun ein elektrisches Feld. Innerhalb des Kristalls heben sich diese Felder zunächst auf. Hat man nun an den beiden Grenzschichten unterschiedlich polare Oberflächen, bildet sich so nun ein elektrisches Feld in diesem Kristall, was als spontane Polarisation bezeichnet wird. Für die spontane Polarisation lässt sich der Zusammenhang finden, dass diese größer ist, desto größer die Differenz der Elektronegativitätswerte sind. So ist die spontane Polarisation bei AlN am größten. Die 11

12 von GaN und InN liegen nahe bei einander, da auch die Elektronegativitätswerte nah beieinander liegen. Man hat somit wie bei der Elektronegativität keinen linearen Verlauf und bei GaN die kleinste spontane Polarisation. 4.2 Piezoelektrische Polarisation Die piezoelektrische Polarisation wird durch eine Verspannung des Kristalls verursacht. Wird ein Kristall auf einem Substrat mit anderen Gitterkonstanten, mit zum Beispiel einer Gasphasenabscheidung, aufgewachsen, nimmt dieser die Gitterkonstanten der Substratoberfläche an. Die Atomabstände entlang der Oberfläche beider Materialien sind somit gleich, wobei der aufgewachsene Kristall verspannt ist und diese senkrecht zur Oberfläche kompensiert. Sind die Atomabstände des Untergrunds beim Aufwachsen eines Kristalls mit einer Wurtzitstruktur größer, wird dieser entlang der Wachstumsrichtung (c- Achse), auf Grund dessen Elastizität, zusammengestaucht. Bei kleineren Atomabständen wird der Kristall in die Wachstumsrichtung gestreckt. In Abb.12 sind die beiden Möglichkeiten anhand der Wurtzitstruktur dargestellt. Im rechten Bild ist die Stauchung und im linken die Streckung entlang der c-achse zu sehen, was gleichzeitig den Abstand der polaren Ebenen ändert. So werden die Elektronen in den Nitridhalbleitern bei einer Stauchung noch stärker an die Stickstoffatome gezogen, und so das Feld der spontanen Polarisation verstärkt wird. Die inneren Felder im Kristall heben sich immer noch auf. das Feld auf Grund der beiden Grenzflächen wird allerdings stärker. Bei der Streckung wird das Feld der spontanen Polarisation abgeschwächt. Durch diese Verspannung wird das Feld, das den Kristall durchsetzt, allerdings nicht nur abgeschwächt, sondern es wechselt zudem sein Vorzeichen. Das Feld entlang der Wachstumsrichtung wird somit durch eine stärkere Stauchung in den Ebenen ebenfalls stärker. Abb.12: piezoelektrische Polarisation anhand der Wurtzitstruktur; Rechts: Stauchung entlang der Wachstumsrichtung (c-achse); Links: Streckung entlang der Wachstumsrichtung (c-achse) 12

13 4.3 InGaN-LEDs Der schematische Aufbau von InGaN-LEDs ist in Abb.13 dargestellt. Dort befindet sich, auf dem linken Bild, zwischen einer n- und p-dotierten GaN-Schicht ein undotierter InGaN-Quantenfilm (grün), das als aktive Zone bezeichnet wird. Darunter ist der schematische Verlauf der Energiebänder bezüglich der Position in der LED aufgezeichnet, sowie der Ladungsträger (Elektronen: schwarz ; Löcher: weiß). Durch anlegen einer Spannung werden die Ladungsträger in den Quantenfilm geleitet, wo sie in ein Potentialtopf fallen. Es kommt zum Ladungsträgereinschluss im Quantenfilm, womit die Rekombinationswahrscheinlichkeit im Film stark erhöht wird, da die Ladungsträger nicht mehr aus ihm hinausgelangen. Um die Anzahl der Quanten zu erhöhen, wird in der Regel mehr als nur ein Quantenfilm benutzt um mehr Ladungsträger einschließen zu können. In Abb.13 (rechts) ist der Aufbau einer LED mit vier Quantenfilmen dargestellt. Man hat also vier Potentialtöpfe in dem es zum Einschluss der Ladungsträger kommen kann. Diese InGaN-Schichten sind voneinander mit undotierten GaN-Barrieren (gelb) getrennt. Abb.13: Schematischer Aufbau von InGaN-LEDs mit Verlauf der Energiebänder bezüglich der Position in der LED für eine LED mit einem Quantenfilm (links) und einer LED mit vier Quantenfilmen (rechts). Die InGaN-Schicht ist durch das Aufwachsen auf dem GaN verspannt, es ist also entlang der Kontaktflächen zum GaN gitterangepasst. Das so entstehende Feld bewirkt eine Verzerrung der Energiebänder im Quantenfilm, dem Quantum-Confined Stark-Effect. 13

14 Um InGaN-LEDs herzustellen müssen also für den InGaN-Quantenfilm In-Atome die Gitterplätze von Ga-Atomen in einer GaN-Struktur einnehmen. Für höhere In- Konzentrationen vergrößert sich gleichzeitig die Gitterkonstante a, das in Abb. 14 b) zu erkennen ist, wo der Verlauf der Bandlückenenergien und Wellenlängen bezüglich der Gitterkonstanten gezeigt ist. In Abb.14 b) ist die Wall-Plug-Efficiency logarithmisch über die Wellenlänge aufgetragen. Für violett leuchtende LEDs muss im Vergleich zu grünen LEDs nur ein geringer Anteil an In im InGaN-Quantenfilm vorhanden sein (violett ca. 8%; grün ca %), womit diese gleichzeitig auch eine geringere Verspannung beim Aufwachsen auf GaN erfährt. Das so entstehende piezoelektrische Feld ist bei grünen LEDs somit größer, womit der QCSE stärker auftritt, und die Effizienz geringer ist als bei Violetten. a) b) Abb.14: Effizienzverlauf in Bezug zur Gitterkonstante für InGaN-LEDs; a) Wall-Plug- Efficiency als Fkt. Der der Wellenlänge; b) Bandlückenenergie und Wellenlänge als Fkt der Gitterkonstante a. 14

15 5. Lösungsansätze zur Steigerung der Effizienz Um den QCSE entgegen zu wirken, oder die Folgen zu kompensieren, gibt es verschiedene Lösungsansätze. 5.1 Leistungserhöhung Um die Leistung zu erhöhen wird die an der Diode angelegte Spannung erhöht, womit sich gleichzeitig auch der Strom erhöht. Dadurch werden mehr Ladungsträger in den InGaN-Film geleitet, die ein elektrisches Gegenfeld zum piezoelektrischen Feld erzeugen und somit den QCSE ausgleichen, also die Verzerrung der Energiebänder aufhebt. Zu erkennen ist dies daran, dass es zu einer Blauverschiebung der Emissionslinie [8] kommt. Die Effizienz fällt dabei allerdings ab, da ein Teil der in den Film geleiteten Ladungsträger nur da sind um den QCSE auszugleichen. 5.2 Stärkere Dotierung Eine andere Möglichkeit die Ladungsträgerkonzentration im Quantenfilm zu erhöhen, ist die p- und n-leitenden Schichten noch stärker zu dotiert, also weitere Störstellen einzubauen. Dadurch erhöht sich die Anzahl der Ladungsträger, die in den Quantenfilm diffundieren und somit den QCSE ausgleichen können. In Abb.15 ist die schematische InGaN-LED und der Verlauf ihrer Energiebänder dargestellt. Als eingebaute Störstellen sind Silizium in der n-dotierten GaN-Schicht und Magnesium in der p-dotierten GaN- Schicht eingezeichnet. Die Ladungsträger aus den eingebauten Störstellen nahe der InGaN-Schicht können, ohne vorher zur Leitung angeregt zu werden, in den Quantenfilm tunneln und somit die Ladungsträgerkonzentration im Film erhöhen. In einer LED mit mehreren Quantenfilmen werden die Barrieren dotiert, aus denen die Ladungsträger in den Film tunneln können. Das Abschwächen des QCSE ist dabei an der geringeren Steigung der Energiebänder im Quantenfilm zu erkennen. Das Problem, das man so nun erhält, ist dass durch die erhöhte Störstellenanzahl verstärkt Gitterfehler auftreten. Durch diese Gitterfehler können Ladungsverluste durch Leckströme auftreten, also Ströme, die keinen Beitrag zur eigentlichen Funktion des Bauelements liefern, womit die Effizienz reduziert wird. Abb.15: Schematische InGaN-LED mit eingebauten Si-Störstellen in der n- und Mg- Störstellen in der p-dotierten GaN- Schicht. 15

16 5.3 Änderung der Schichtdicken Weitere Möglichkeiten an denen gearbeitet wird, ist es durch Änderung der Schichtdicken, Erhöhung bzw. Verringerung, der aktiven Zonen die Effizienz zu steigern Schichtdicken Erhöhung Eine weitere Möglichkeit ist nun die Schichtdicke des InGaN zu erhöhen. Abb.16 zeigt dies anhand der schematischen InGaN-LED. Bei der Erhöhung der Schichtdicke bleibt die Spannung zwischen den beiden Grenzschichten des Film gleich. Durch den größeren Abstand dieser beiden Schichten verringert sich dann dadurch das elektrische Feld, das den InGaN- Quantenfilm durchsetzt, und somit den QCSE abschwächt. In Abschwächung ist in Abb.16 durch die geringere Steigung der Energiebänder im Quantenfilm zu erkennen. Dadurch erhält man einen größeren örtlichen Überlapp der Wellenfunktion, also eine höhere Rekombinationswahrscheinlichkeit im Quantenfilm, und auch eine geringere Rotverschiebung der Emissionslinie. Das Problem das man hat, ist es die dicken Schichten in guter Qualität herzustellen. Bei Erhöhung der Schichtdicke, Abb.16: Erhöhung der Schichtdicke als kann die Verspannung des Kristalls nur bis zu Lösungsansatz gegen QCSE anhand der einer bestimmten Dicke, der kritischen Schichtschematischen InGaN-LED und seiner dicke, durch seine Elastizität kompensiert werden Energiebänder. Ist diese Dicke überschritten relaxiert der Kristall und man erhält Kristalldefekte Schichtdicken Verringerung Man kann als Lösungsansatz auch den entgegengesetzten Weg gehen, und die Schichtdicke weiter verringern. In Abb.17 ist dies anhand der schematischen InGaN-LED und seiner Energiebänder veranschaulicht. Beim Verringern der Schichtdicke bleibt die Spannung zwischen den beiden Grenzschichten genau so wie beim erhöhen gleich. Durch den geringeren Abstand hat man allerdings ein größeres elektrisches Feld, das den Quantenfilm durchsetzt. Zu erkennen ist dies an der höheren Steigung der Energiebänder im Quantenfilm. Man hat somit einen verstärkten QCSE. Durch das Verringern der Schichtdicke steigt allerdings Die Übergangsenergie (Kap. 3.1) und man Abb.17: Verringerung der Schichtdicke kompensiert so die Rotverschiebung, die als Lösungsansatz gegen QCSE anhand durch den QCSE verursacht wird. Die der schematischen InGaN - LED und Zustandsfunktionen lokalisieren sich dadurch seiner Energiebänder. auch stärker, womit sich der örtliche Überlapp 16

17 verringert. Die Zustände nähern sich allerdings, so dass die Tunnelwahrscheinlichkeit sich gleichzeitig mit erhöht. Ein Nachteil ist, dass man weniger Confinement in der InGaN- Schicht hat, damit also weniger Ladungsträger, die strahlend rekombinieren. 5.5 Kristallorientierung Ein möglicher Lösungsansatz, an dem momentan auch noch geforscht wird, ist es die Kristallorientierung zu verändern, so dass man keine semipolaren Oberflächen, bzw. polare Oberflächen, hat. Damit ließe sich der QCSE unterdrücken. Um das zu bewerkstelligen muss die Wachstumsorientierung des Kristalls verändert werden. In Abb.18 ist der Fall, bei dem die Orientierung um 90 gedreht ist. Die Wachstumsrichtung ist nicht mehr entlang der c-achse, sondern entlang der a-achse. So hat man auf den Oberflächen keine polaren Ebenen mehr. Allerdings kann es auch möglich sein eine Wachstumsrichtung zwischen den beiden Extrema zu finden. Um das zu bewerkstelligen muss allerdings zunächst ein geeignetes Substrat gefunden werden, auf der man mit der entsprechenden Orientierung wachsen kann. Diese Substrate müssen für eine Massenproduktion von LEDs natürlich kostengünstig und einfach herzustellen sein. Abb.18: Änderung der Orientierung des Kristalls (Wachstumsrichtung entlang der a-achse) um Polare Oberflächen zu vermeiden und den QCSE zu unterdrücken. 17

18 6. Literatur [1] S. Nakamura, G. Fasol; The Blue Laser Diode; Springer 1997 [2] P. Rinke et al.; Appl. Phys. Lett. 89, ; 2006 [3] Davydov et al.; Phys. Stat. Sol. (b) 229, R1; 2002 [4] Götz et al.; Appl. Phys. Lett. 68, 3144; 1996 [5] Kaufmann et al.; Phys. Rev. B 62, 10867; 2000 [6] [7] F. Bernardini et al.; Phy. Rev. B 63, ; 2001 [8] T. Takeuchi et al.; Jpn. J. Appl. Phys. 36, L382;