Design, Epitaxie und Charakterisierung
AlGaN-basierter Leuchtdioden
mit Emissionswellenlängen
unterhalb von 250 nm
vorgelegt von
Diplom-Physiker Frank Mehnke
geb. in Berlin
Von der Fakultät II - Mathematik und Naturwissenschaften
der Technischen Universität Berlin
zur Erlangung des akademischen Grades
Doktor der Naturwissenschaften
(Dr. rer. nat.)
genehmigte Dissertation
Promotionsausschuss:
Vorsitzender: Prof. Dr. Michael Lehmann
Gutachter: Prof. Dr. Michael Kneissl
Prof. Dr. Michael Heuken
Prof. Dr. Markus Weyers
Tag der wissenschaftlichen Aussprache:
09. Januar 2017
Berlin 2017
Design, Epitaxie und Charakterisierung AlGaN-basierter
Leuchtdioden mit Emissionswellenlängen unterhalb von 250 nm
Diese Arbeit befasst sich mit der Realisierung von AlGaN-basierten ultravioletten Leucht-
dioden (LEDs) mit Emissionswellenlängen unterhalb von 250nm sowie der Analyse
ihrer strukturellen und elektrooptischen Eigenschaften. Ziel war es, eine LED mit einer
mit möglichst maximaler spektraler Leistungsdichte bei 226nm zu realisieren, welche es
ermöglicht, Absorptionsmessungen innerhalb eines Stickoxid-Gassensorik-Prototypen
durchzuführen. Die LED-Heterostruktur wurde mittels metallorganischer Gasphasene-
pitaxie hergestellt und die einzelnen Schichten auf ihren Einfluss auf die Effizienz der
LEDs systematisch untersucht.
Als Basis für das Wachstum der LED-Heterostrukturen wurde epitaktisch lateral über-
wachsenes (ELO) AlN auf Saphir genutzt. Es zeigte sich, dass die Oberflächenmorphologie
abhängig vom Saphir-Fehlschnitt ist und für Winkel von
≤
0,12
°
zu wellenartigen Ober-
flächen führt, wohingegen Winkel
≥
0,16
°
zu Makrostufen an der Oberfläche führen. Die
Realisierung von leitfähigem Al
x
Ga
1−x
N:Si mit Aluminiumgehalten
x >
0,8, welches
als Stromspreizungsschicht innerhalb der LED-Heterostrukturen verwendet wird, ist
entscheidend für die Effizienz der LEDs. Es zeigte sich, dass mit steigendem Alumini-
umgehalt die Aktivierungsenergie des Siliziumdonators, aufgrund des Übergangs des
Siliziums vom flachen Donator in den DX-Zustand, ansteigt. Dies resultiert in einer
abnehmenden freien Ladungsträgerdichte und folglich in einem ansteigenden Wider-
stand der Schichten. Es konnte gezeigt werden, dass der Widerstand über eine optimale
Siliziumdotierung minimiert werden kann. Transparente und leitfähige Al
x
Ga
1−x
N:Si
Schichten mit einem Widerstand von 0,026 Ωcm für
x
=0,8 konnten gezeigt werden.
Untersuchungen der Quantenfilm-Dicke und Barrierenzusammensetzung zeigten, dass
beide einen wesentlichen Einfluss auf den Ladungsträgereinschluss innerhalb der Quan-
tenfilme haben. Dabei ist die vom ELO AlN/Saphir vorgegebene Versetzungsdichte
entscheidend für die nicht-strahlende Rekombinationsrate der Ladungsträger und somit
für die interne Quanteneffizienz. Diese wurde mittels Photolumineszenzmessungen auf
27% abgeschätzt. Zur Steigerung der Effizienz als auch der spektralen Reinheit der
LEDs ist es erforderlich, Elektronenleckströme in die p-Seite der LED zu verhindern
sowie die Lochinjektion in die aktive Zone zu fördern. Es zeigte sich, dass eine undotier-
te AlN Elektronenblockierschicht mit einer Dicke von
>
6nm erforderlich ist um den
Elektronenleckstrom zu minimieren und Magnesiumrückdiffusion in die aktive Zone zu
unterdrücken. Zudem wurde die Lochinjektion durch Optimierung der Zusammensetzung
und Magnesiumdotierung einer Lochinjektionsschicht und des AlGaN:Mg-Übergitters
maximiert sowie parasitäre Rekombinationsmechanismen identifiziert. Weiterhin wurde
der Einfluss der Emissionswellenlänge auf die Effizienz der LEDs untersucht. Dabei
konnte eine Reduktion der Lichtextraktionseffizienz durch den Wechsel der optischen
Polarisation sowie eine reduzierte Injektionseffizienz für kurze Wellenlängen festgestellt
werden.
Abschließend konnten LEDs mit Hauptemission bei 232nm und einer maximalen spek-
tralen Leistungsdichte bei 226nm von 218nW/nm bei 20mA realisiert werden. Die
Detektion von Stickoxid bis zu einer Konzentration von 2ppm wurde unter Verwendung
der realisierten LEDs innerhalb eines Gassensorik-Prototypen demonstriert.
I
Design, Epitaxy, and Characterization of AlGaN-based
light emitting diodes with emission wavelengths below 250 nm
In this work the realization of AlGaN-based ultraviolet light emitting diodes (LEDs)
with emission wavelengths below 250nm as well as the analysis of their structural and
electrooptical properties is presented. The aim of this work was to achieve an LED with
a maximum spectral power density at 226nm, which allows the detection of nitrogen
oxide within an optical gas sensing system. The layers of the LED heterostructure were
grown by metalorganic vapor phase epitaxy and their influence on the efficiency of the
LEDs was systematically studied.
The LED heterostructures have been realized on epitaxially laterally overgrown (ELO)
AlN on sapphire. It was shown that the surface morphology is dependent on the sapphire
miscut which leads to wavy surfaces for miscut angles
≤
0.12
°
, while miscut angles
≥
0.16
°
lead to the formation of macrosteps on the surface. The realization of highly
conductive Al
x
Ga
1−x
N:Si with aluminum contents
x >
0.8, used as current spreading
layers within the LED heterostructures, is crucial for achieving highly efficient LEDs. It
was found that with increasing aluminum content, the activation energy of the silicon
donor increases due to the a transition of the silicon acting as a shallow donor to the
DX-state. This results in a decreasing free charge carrier density and consequently
in an increasing resistivity of the layers. It has been shown that the resistivity can
be minimized by optimizing the silicon doping concentration, thus resulting in highly
conductive and transparent Al
x
Ga
1−x
N:Si layers with resistivities as low as 0.026 Ωcm
for
x
=0.8. Investigations of the influence of the heterostructural design of the active
region on the emission characteristics of the LEDs showed that both, the quantum
well thickness and the barrier composition have a significant influence on the carrier
confinement within the quantum wells. Additionally, it was found that the threading
dislocation density, which is predetermined by the ELO AlN/sapphire template is crucial
for the non-radiative recombination rate of the charge carriers within the quantum wells.
The internal quantum efficiency was estimated by photoluminescence measurements
to be 27%. In order to increase the efficiency as well as the spectral purity of the
LEDs it is necessary to prevent electron leakage into the p-side of the LED and to
support hole injection into the active region. It was shown that an undoped AlN electron
blocking layer with a thickness of
>
6nm is required to minimize electron leakage and
suppress magnesium back diffusion into the active region. In addition, by optimizing the
composition and magnesium doping profile of a hole injection layer and the AlGaN:Mg
superlattice an increased hole injection has been achieved and parasitic recombination
processes within the p-side have been identified. Furthermore, the influence of the peak
emission wavelength of the LEDs on their efficiency was investigated. It was found, that
reducing the emission wavelength results in a reduced light extraction efficiency caused
by the change of the optical polarization as well as a reduced injection efficiency.
Finally, LEDs with a main emission wavelength of 232 nm achieving a maximum spectral
power density at 226nm of 218nW/nm at 20mA have been realized. The detection
of nitrogen oxide with concentrations down to 2ppm was demonstrated within a gas
sensing system utilizing these LEDs.
III
Veröffentlichungen
Fachzeitschriften
Teile dieser Arbeit wurden bereits in folgenden Artikeln veröffentlicht:
•
F. Mehnke, M. Guttmann, J. Enslin, C. Kuhn, C. Reich, J. Jordan, S. Kapanke, A.
Knauer, M. Lapeyrade, U. Zeimer, H. Krüger, M. Rabe, S. Einfeldt, T. Wernicke, H.
Ewald, M. Weyers, M. Kneissl, Gas Sensing of Nitrogen Oxide Utilizing Spectrally
Pure Deep UV LEDs, IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics
23, 2000108 (2017).
•
F. Mehnke, X. T. Trinh, H. Pingel, T. Wernicke, E. Janzén, N. T. Son, M. Kneissl,
Electronic properties of Si-doped Al
x
Ga
1−x
N with aluminum mole fractions above
80%, Journal of Applied Physics 120, 145702 (2016).
•
F. Mehnke, C. Kuhn, J. Stellmach, T. Kolbe, N. Lobo
-
Ploch, J. Rass, M.
-
A. Rothe,
C. Reich, N. Ledentsov Jr., M. Pristovsek, T. Wernicke, M. Kneissl, Effect of
heterostructure design on carrier injection and emission characteristics of 295 nm
light emitting diodes, Journal of Applied Physics 117, 195704 (2015).
•
F. Mehnke, C. Kuhn, M. Guttmann, C. Reich, T. Kolbe, V. Kueller, A. Knauer,
M. Lapeyrade, S. Einfeldt, J. Rass, T. Wernicke, M. Weyers, M. Kneissl, Effi-
cient charge carrier injection into sub-250 nm AlGaN multiple quantum well light
emitting diodes, Applied Physics Letters 105, 051113 (2014).
•
F. Mehnke, T. Wernicke, H. Pingel, C. Kuhn, C. Reich, V. Kueller, A. Knauer, M.
Lapeyrade, M. Weyers, M. Kneissl, Highly conductive n-Al
x
Ga
1−x
N layers with
aluminum mole fractions above 80%, Applied Physics Letters
103
, 212109 (2013).
•
G. Kusch, F. Mehnke, J. Enslin, P. R. Edwards, T. Wernicke, M. Kneissl,
R. W. Martin, Analysis of doping concentration and composition in wide bandgap
AlGaN:Si
by wavelength dispersive X-ray spectroscopy, Semiconductor Science and
Technology 32, 035020, (2017).
•
T. Kolbe, J. Stellmach, F. Mehnke, M.
-
A. Rothe, V. Kueller, A. Knauer, S.
Einfeldt, T. Wernicke, M. Weyers, M. Kneissl, Efficient carrier-injection and
electron confinement in UV
-
B light-emitting diodes, Physica Status Solidi (a)
213
,
210 (2016).
•
C. Reich, M. Guttmann, M. Feneberg, T. Wernicke, F. Mehnke, C. Kuhn, J.
Rass, M. Lapeyrade, S. Einfeldt, A. Knauer, V. Kueller, M. Weyers, R. Goldhahn,
M. Kneissl, Strongly transverse-electric-polarized emission from deep ultraviolet
AlGaN quantum well light emitting diodes, Applied Physics Letters
107
, 142101
(2015).
V
•
J. Glaab, C. Ploch, R. Kelz, C. Stölmacker, M. Lapeyrade, N. Lobo
-
Ploch, J. Rass,
T. Kolbe, S. Einfeldt, F. Mehnke, C. Kuhn, T. Wernicke, M. Weyers, M. Kneissl,
Degradation of (InAlGa)N-based UV-B light emitting diodes stressed by current
and temperature, Journal of Applied Physics 118, 094504 (2015).
•
G. Kusch, M. Nouf
-
Allehiani, F. Mehnke, C. Kuhn, P. R. Edwards, T. Wernicke, A.
Knauer, V. Kueller, G. Naresh
-
Kumar, M. Weyers, M. Kneissl, C. Trager
-
Cowan,
R. W. Martin, Spatial clustering of defect luminescence centers in Si-doped low
resistivity Al0.82Ga0.18N, Applied Physics Letters 107, 072103 (2015).
•
M. Lapeyrade, F. Eberspach, J. Glaab, N. Lobo
-
Ploch, C. Reich, C. Kuhn, M.
Guttmann, T. Wernicke, F. Mehnke, S. Einfeldt, A. Knauer, M. Weyers, M. Kneissl,
Current spreading in UV-C LEDs emitting at 235 nm, in SPIE Proceedings, Band
9363, Seiten 93631P–1, (2015).
•
J. Glaab, C. Ploch, R. Kelz, C. Stölmacker, M. Lapeyrade, N. Lobo
-
Ploch, J. Rass,
T. Kolbe, S. Einfeldt, F. Mehnke, C. Kuhn, T. Wernicke, M. Weyers, M. Kneissl,
Temperature induced degradation of InAlGaN multiple-quantum well UV
-
B LEDs,
in Materials Research Society Symposium, Band 1792, Seite 2102646, (2015).
•
M. Martens, F. Mehnke, C. Kuhn, C. Reich, V. Kueller, A. Knauer, C. Netzel,
C. Hartmann, J. Wollweber, J. Rass, T. Wernicke, M. Bickermann, M. Weyers,
M. Kneissl, Performance Characteristics of UV-C AlGaN-Based Lasers Grown on
Sapphire and Bulk AlN Substrates, IEEE Photonics Technology Letters
26
, 342
(2014).
•
T. Kolbe, F. Mehnke, M. Guttmann, C. Kuhn, J. Rass, T. Wernicke, M. Kneissl,
Improved injection efficiency in 290 nm light emitting diodes with Al(Ga)N electron
blocking heterostructure, Applied Physics Letters 103, 031109 (2013).
•
N. Lobo Ploch, H. Rodriguez, C. Stölmacker, M. Hoppe, M. Lapeyrade, J. Stell-
mach, F. Mehnke, T. Wernicke, A. Knauer, V. Kueller, M. Weyers, S. Einfeldt,
M. Kneissl, Effective Thermal Management in Ultraviolet Light-Emitting Diodes
With Micro-LED Arrays, IEEE Transactions on Electron Devices
60
, 782 (2013).
Teile dieser Arbeit sind zur Veröffentlichung eingereicht oder sollen demnächst veröf-
fentlicht werden:
•
J. Enslin, A. Knauer, A. Mogilatenko, F. Mehnke, K. Bellmann, M. Martens,
C. Kuhn, T. Wernicke, M. Weyers, M. Kneissl, Determination and influence
of sapphire offcut on the morphology and local defect dictribution in epitaxially
lalateraly overgrown AlN, unpublished.
•
M. Nouf
-
Allehiani, G. Kusch, G. Naresh
-
Kumar, P. R. Edwards, E. Pascal, R.
Johnston, S. Kraeusel, B. Hourahine, C. Trager
-
Cowan, R. W. Martin, F. Mehnke,
T. Wernicke, C. Kuhn, J. Enslin, M. Kneissl, Quantitative analysis of threading
dislocation in Al
0.82
Ga
0.18
N:Si layers grown on lalateral overgrown AlN/sapphire
template, unpublished.
•
M. Guttmann, C. Reich, F. Mehnke, C. Kuhn, T. Wernicke, J. Rass, M. Lapeyrade,
M. Weyers, S. Einfeldt, M. Kneissl, Influence of quantum well width on the
electrooptical properties of AlGaN-based UV-C light emitting diodes, unpublished.
VI
Vorträge und Poster
Teile dieser Arbeit wurden in folgenden Vorträgen und Postern präsentiert:
•
F. Mehnke, M. Guttmann, J. Enslin, C. Kuhn, C. Reich, J. Jordan, S. Kapanke, A.
Knauer, S. Hagedorn, M. Lapeyrade, H. Krüger, M. Rabe, S. Einfeldt, T. Wernicke,
M. Weyers, and M. Kneissl, Development of Deep UV LEDs for Nitrogen Oxide
Sensing, IWN 2016, 02.10. - 07.10.2016, Orlando, USA, Vortrag
•
F. Mehnke, M. Guttmann, J. Enslin, S. Kapanke, C. Kuhn, H. Krüger, M. Rabe,
M. Lapeyrade, U. Zeimer, S. Einfeldt, T. Wernicke, M. Weyers, and M. Kneissl,
Spectrally pure deep UV LEDs for gas sensing applications, DPG Frühjahrstagung,
06.03. - 11.03.2016, Regensburg, Poster
•
F. Mehnke, J. Enslin, C. Kuhn, S. Kapanke, M. Guttmann, C. Reich, U. Zeimer,
A. Knauer, S. Hagedorn, T. Wernicke, M. Weyers, M. Kneissl, Efficient carrier
injection into AlGaN-based UV-C LEDs emitting below 240 nm, ICNS-11, 30.08. -
04.09.2015, Peking, China, Vortrag
•
F. Mehnke, Electronic properties of AlGaN:Si with high aluminum mole fraction,
Arbeitsgruppenseminar AG Kneissl, 17.06.2015, Technische Universität Berlin,
Seminarvortrag
•
F. Mehnke, Highly conductive AlGaN:Si for deep UV LEDs, School of Nanophoto-
nics PhD Student Seminar, 22.05.2015, Technische Universität Berlin, Seminar-
vortrag
•
F. Mehnke, Highly conductive AlGaN:Si for deep UV LEDs, Institutsseminar
Department of Physics, Chemistry and Biology, 13.10.2014, Linköping University,
Schweden, Seminarvortrag
•
F. Mehnke, C. Reich, M. Guttmann, C. Kuhn, I. Koslow, U. Zeimer, V. Kueller, A.
Knauer, T. Wernicke, J. Rass , M. Weyers, M. Kneissl, Origin of parasitic lumine-
scence from sub-250 nm LEDs with AlN/AlGaN electron blocking heterostructure,
IWN 2014, 24.08. - 29.08.2014, Wrocław, Polen, Poster
•
F. Mehnke, T. Wernicke, M. Guttmann, C. Reich, C. Kuhn, A. Knauer, V. Kueller,
J. Rass, M. Weyers, M. Kneissl, Pushing the wavelength limit of AlGaN-based
deep UV LEDs, i-NoW 2014, 10.08. - 22.08.2014, Luga & St. Petersburg, Russland,
Poster
•
F. Mehnke, T. Wernicke, C. Kuhn, M. Guttmann, C. Reich, T. Kolbe, A. Knauer,
V. Kueller, J. Rass, M. Weyers, M. Kneissl, Enhanced charge carrier injection for
UV LEDs emitting below 250 nm, SPIE Photonics West 2014, 01.02. - 06.02.2014,
San Francisco, USA, Vortrag
•
F. Mehnke, T. Wernicke, H. Pingel, C. Kuhn, A. Knauer, V. Kueller, C. Reich, J.
Stellmach, F. Brunner, M. Weyers, M. Kneissl, Si-doping of AlGaN with high alu-
minum mole fractions, 27th. International Workshop Heimbach, 16.09. - 20.09.2013,
Windischleuba, Vortrag
•
F. Mehnke, T. Wernicke, H. Pingel, C. Kuhn, C. Reich, J. Stellmach, F. Brunner,
V. Kueller, A. Knauer, M. Weyers, M. Kneissl, Low resistivity AlGaN:Si layers with
VII
aluminum mole fractions above 80%, ISCN-10, 25.08. - 30.08.2013, Washington
D.C., USA, Vortrag
•
F. Mehnke, T. Wernicke, C. Kuhn, C. Reich, J. Stellmach, H. Pingel, F. Brunner,
V. Kueller, A. Knauer, M. Weyers, M. Kneissl, Si-doping of AlGaN with high
aluminum mole fractions by MOVPE, DPG Frühjahrstagung, 10.03. - 15.03.2013,
Regensburg, Vortrag
•
F. Mehnke, J. Stellmach, C. Kuhn, T.Kolbe, M.-A. Rothe, C. Reich, N. Ledentsov
Jr., M. Pristovsek, T. Wernicke, M. Kneissl, Effect of heterostructural design on
external quantum efficiencies of UV light emitting diodes, IWN 2012, 14.10. -
19.10.2012, Sapporo, Japan, Vortrag
•
F. Mehnke, AlGaN templates for UV LEDs, 26th. International Workshop Heim-
bach, 24.09. - 28.09.2012, Taltitz, Vortrag
•
F. Mehnke, J. Stellmach, T. Kolbe, M.-A. Rothe, C. Reich, T. Wernicke, M.
Pristovsek, M. Kneissl, Efficient current injection in 290 nm to 350 nm UV light
emitting diodes, ISGN-4, 16.07. - 19.07.2012, St. Petersburg, Russland, Vortrag
•
F. Mehnke, J. Stellmach, T. Kolbe, M.-A. Rothe, C. Reich, T. Wernicke, M.
Pristovsek, M. Kneissl, Active region design and MOVPE of UV-B light emitting
diodes, DPG Frühjahrstagung, 25.03. - 30.03.2012, Berlin, Vortrag
VIII
Inhaltsverzeichnis
1 Anwendungsgebiete von Leuchtdioden 1
2 Heterostrukturdesign für effiziente UVC LEDs 5
2.1 Erforderliche Randbedingungen der Heterostruktur . . . . . . . . . . . . 5
2.2 Einfluss der Schichtstruktur auf die Effizienz . . . . . . . . . . . . . . . . 6
2.2.1 Interne Quanteneffizienz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2.2.2 Injektionseffizienz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
2.2.3 Extraktionseffizienz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.3 Ausgangsheterostruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
3 Experimentelle Methoden 15
3.1 Metallorganische Gasphasenepitaxie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
3.1.1 In situ-Charakterisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
3.2 Strukturelle und elektrooptische Analysemethoden . . . . . . . . . . . . 17
3.2.1 Röntgendiffraktometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.2.2 Transmissionsspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
3.2.3 Elektrolumineszenzspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
3.3 Elektrische Charakterisierungsmethoden . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.3.1 Kontaktlose Widerstandsmessungen . . . . . . . . . . . . . . . . 22
3.3.2 Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw . . . . . . . . . . . . 22
3.3.3 Hall-Effekt-Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
3.3.4 Elektronenspinresonanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
4 Einfluss des Substrat-Fehlschnitts auf die AlN Oberflächenmorphologie 29
5 Silizium-dotiertes AlxGa1−xN mit hohem Aluminiumgehalt 35
5.1 Epitaxie und strukturelle Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si . . . . . . . . 36
5.1.1 Bestimmung der Zusammensetzung der AlGaN-Schichten . . . . 37
5.1.2 Untersuchung des Siliziumeinbaus in AlGaN . . . . . . . . . . . . 38
5.1.3 Morphologie und Verspannung der AlGaN-Schichten . . . . . . . 39
5.2 Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si . . . . . 43
5.2.1 Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw . . . . . . . . . . . . 44
5.2.2 Hall-Effekt-Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
5.2.3 Messungen der Elektronenspinresonanz . . . . . . . . . . . . . . 48
5.2.4 Bestimmung der Silizium-Donatorniveaus in AlGaN . . . . . . . 55
5.2.5 Bestimmung der Donatorkonzentration der AlGaN-Schichten . . 58
5.2.6 Bestimmung der Aktivierungsenergie von AlGaN:Si . . . . . . . 61
5.2.7 Vergleich der elektrischen Eigenschaften mit aktueller Literatur . 62
5.3 Zusammenfassung .............................. 64
IX
6 Entwicklung einer AlGaN MQW aktiven Zone für UVC LEDs 67
6.1 Interne Quanteneffizienz von AlGaN MQWs . . . . . . . . . . . . . . . . 68
6.2 Einfluss der QW-Dicke der UVC LEDs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70
6.3 Einfluss der Barrierenzusammensetzung der UVC LEDs . . . . . . . . . 71
6.4 Zusammenfassung .............................. 73
7 UVC LED-Heterostrukturen mit verbesserter Injektionseffizienz 75
7.1 Steigerung der Elektronenblockiereigenschaften . . . . . . . . . . . . . . 75
7.1.1 Einfluss der AlN:Mg EBL-Schichtdicke . . . . . . . . . . . . . . . 75
7.1.2 Ursprung der parasitären Lumineszenz bei 280nm . . . . . . . . 77
7.1.3 Einfluss der Mg-Dotierung des EBLs . . . . . . . . . . . . . . . . 81
7.1.4 Einfluss der AlN EBL-Schichtdicke . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
7.2 Verbesserte Lochinjektion in die aktive Zone . . . . . . . . . . . . . . . . 84
7.2.1 Einfluss der HIL Zusammensetzung . . . . . . . . . . . . . . . . . 84
7.2.2 Einfluss der AlGaN:Mg-Übergitter Zusammensetzung . . . . . . 85
7.2.3 Ursprung der parasitären Lumineszenz im Emissionsspektrum . . 87
7.2.4 Einfluss der HIL und AlGaN:Mg-Übergitter Dotierung . . . . . . 91
7.2.5 Weitere Ansätze zur Steigerung der Injektionseffizienz . . . . . . 93
7.3 Zusammenfassung .............................. 95
8 Entwicklung von UVC LED-Bauelementen für die Gassensorik 97
8.1 Einfluss der Wellenlänge auf die spektrale Leistungsdichte . . . . . . . . 97
8.1.1 Optische Polarisation der UVC LEDs . . . . . . . . . . . . . . . 100
8.1.2 Untersuchungen der Lichtextraktionseffizienz . . . . . . . . . . . 101
8.1.3 Abstrahlcharakteristik der 232nm LEDs . . . . . . . . . . . . . . 103
8.2 Einfluss der Kontaktgeometrie auf die spektrale Leistungsdichte . . . . . 104
8.3 Stickoxid-Gasdetektion mit 232nm LEDs . . . . . . . . . . . . . . . . . 107
8.4 Zusammenfassung ..............................109
9 Zusammenfassung 111
Literaturverzeichnis 115
Anhang XI
A: Abbildungsverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . XI
B: Abkürzungsverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . XIII
C:Probenverzeichnis.............................. XVII
D: Basis UVC LED-Heterostruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . XXI
E: Elektrische Eigenschaften der AlGaN:Si Proben . . . . . . . . . . . . . XXIII
F:EPRMessparameter ............................ XXV
X
1 Anwendungsgebiete von Leuchtdioden
Leuchtdioden (LEDs von engl. light emitting diode) sind heutzutage weit verbreitet und
werden, je nach Emissionswellenlänge, in den unterschiedlichsten Anwendungsgebieten
eingesetzt. Beispielsweise sind rote und infrarote LEDs in einer Vielzahl von elektroni-
schen Geräten zu finden. LEDs im sichtbaren Spektralbereich (700nm
> λ >
400nm)
werden in LED-TVs oder zu Beleuchtungszwecken eingesetzt [
1
]. Speziell für die Ent-
wicklung von blauen LEDs sind die Fortschritte von Isamu Akasaki, Hiroshi Amano und
Shuji Nakamura zu erwähnen, welche im Jahr 2014 für die „Erfindung von effizienten
blauen LEDs, welche helle und energiesparende Weißlichtquellen ermöglichen“ [
2
], mit
dem Nobelpreis gewürdigt wurden. Für die Herstellung von blauen LEDs wird das
Gruppe-III-Nitrid-Materialsystem (AlN, GaN, InN) verwendet, welches durch geeig-
nete Mischung der Gruppe-III-Ausgangsstoffe eine Erweiterung des Spektralbereichs
in Richtung des ultravioletten (UV) ermöglicht. Im UVA und UVB Spektralbereich
(400nm
> λ >
280nm) finden LEDs Anwendung in der Sicherheitstechnik oder bei der
Härtung von Lacken [
3
]. Auch in der Biologie bei der Beleuchtung von Pflanzen zur
Steigerung der Produktion von sekundären pflanzlichen Stoffwechselprodukten, welche
mit einem reduziertem Krebsrisiko in Zusammenhang gebracht werden [
4
], oder in der
Medizintechnik bei der Behandlung von Flechten [
5
] können UV LEDs eingesetzt werden.
Im UVC Spektralbereich (280nm
> λ >
200nm) ermöglichen LEDs Anwendungen wie
bspw. die NLOS-Kommunikation (von engl. non-line of sight) [
6
], bei der die verstärkte
Streuung von kurzwelligem Licht innerhalb der Atmosphäre genutzt wird. Zudem können
UVC LEDs in wissenschaftlichen Messgeräten wie bspw. dem Gravitationswellendetektor
der NASA/ESA zur Ladungskontrolle der PtAu-Referenzmassen des LISA (engl. Laser
Interferometer Space Antenna) genutzt werden [
7
,
8
]. Als eine der ökonomisch und
kommerziell relevantesten Anwendung ist die Desinfektion von Wasser oder Oberflächen
mit UV-Licht bei einer Wellenlänge von 265nm-280nm zu nennen. Würtele et al. [
9
]
konnte zeigen, dass mittels 269nm LEDs mit einer Ausgangsleistung von 0,33mW eine
deutliche Inaktivierung von Bakterien (bacillus subtilis) in Wasser erreicht werden kann.
Speziell im tiefen UVC (
λ <
250nm) können LEDs in der Gassensorik eingesetzt werden,
wobei die elektronischen Übergänge von Molekülen durch Lichtabsorption detektiert
werden [
10
,
11
]. Dies kann u.a. in der Abgasanalyse von Kraftfahrzeugen genutzt werden
[
12
]. Eine Übersicht der verschiedensten Anwendungsgebiete für AlGaN-basierte UV
LEDs ist in Abbildung 1.1 dargestellt.
Diese Dissertation widmet sich der Realisierung von ultravioletten LEDs im UVC
Spektralbereich mit Emissionswellenlänge unterhalb von 250nm sowie der Analyse ihrer
strukturellen und optischen Eigenschaften mit dem Ziel der Effizienzsteigerung. Speziell
die Möglichkeit zur Nutzung von UVC LEDs für die Gasdetektion war dabei Motivation
dieser Arbeit. Eine Absorptionslinie von Stickoxid (NO von engl. nitrogen oxide), welche
zur Detektion genutzt werden kann, liegt bei 226nm [
13
]. LEDs mit Emission nahe
dieser Wellenlänge und mit einer maximalen spektralen Leistungsdichte bei 226nm zu
1
KAPITEL 1. ANWENDUNGSGEBIETE VON LEUCHTDIODEN
Charge
Management
(LISA)
UV curing
(inks, coatings, resins, adhesives)
Water
Purification
(point-of-use,
solar,
wastewater
recycling )
AlN Al0.5GaN Al0.4GaN Al0.2GaN GaN In0.1GaN
200 250 300 350 400 [nm]
UVAUVBUVC
Sterilization
(food, medical
equipment)
Appliances
(washer, fridge,
AC, dishwasher) Sensing
(blankophores,
fluorescent labels)
Medical
(psoriasis,
vitiligo)
Security
(banknotes,
ID cards)
Sensing
(gases, multiresistant germs, DNA)
Tanning Lithography
(resist, PCB)
Medical
(bilirubin, blood
gas analysis)
Communication
(NLOS)
Plant lighting
( phytochemicals,
functional foods)
3D Printing
(rapid prototyping,
lightweight contruction )
Light Output Power
l
Abbildung 1.1:
Anwendungsgebiete AlGaN-basierter UV LEDs [
3
]. (Reprinted from M. Kneissl,
III-Nitride Ultraviolet Emitters - Technology and Applications, Springer Series in Material Science Band
227, Kapitel 1, Seite 4, with permission of Springer.)
realisieren, war daher Zielsetzung. Um dies zu erreichen, wurde das Gruppe-III-Nitrid-
Materialsystem genutzt, welches über geeignete Wahl des Mischungsverhältnisses der
Verbindungshalbleiter AlN und GaN einen Spektralbereich von 206nm bis 361nm [
14
]
abdeckt. Die AlGaN-basierten Einzelschichten und Heterostrukturen wurden mittels
Metallorganischer Gasphasenepitaxie (MOVPE von engl. metalorganic vapor phase
epitaxy) gewachsen.
In den folgenden Kapiteln sollen die während dieser Arbeit untersuchten Schichten und
Heterostrukturvariationen vorgestellt werden, welche der Realisierung einer möglichst
effizienten UVC LED mit Emissionswellenlänge unterhalb von 250nm zugrunde lie-
gen. Dazu sollen in Kapitel 2 zunächst die erforderlichen Bedingungen an die LED-
Heterostruktur geklärt werden, welche erforderlich sind, um Emission unterhalb von
250nm zu ermöglichen und der Einfluss des Schichtstrukturdesigns auf die Effizienz
der LEDs erläutert. In Kapitel 3 werden die experimentellen Grundlagen, welche zur
Analyse der LED-Heterostrukturen und Einzelschichten verwendet worden sind, vor-
gestellt. Anschließend wird in Kapitel 4 der Fokus auf die erforderlichen Substraten
bzw. Templates gelegt, bei denen der Fehlschnitt einen entscheidenden Einfluss auf
die Oberflächenmorphologie sowie die Versetzungsdichte und deren Verteilung hat. In
Kapitel 5 wird die Realisierung von leitfähigem Al
x
Ga
1−x
N:Si mit hohem Al-Gehalt
sowie die Untersuchungen der elektrischen Eigenschaften dieser Schichten erläutert. Dies
beinhaltet die Bestimmung der Abhängigkeit der Lage der energetischen Niveaus des
Si-Donators, der Donatordichte und der Aktivierungsenergie vom Al-Gehalt und der
Si-Konzentration der Schichten. Im darauffolgenden Kapitel 6 wird die Realisierung einer
2
aktiven Zone mit Emissionswellenlänge unterhalb von 250nm sowie die Untersuchungen
des Einflusses des Designs der Mehrfach-Quantenfilm aktiven Zone auf die interne
Quanteneffizienz der LED vorgestellt. In Kapitel 7 werden die Untersuchungen zur Stei-
gerung der Injektionseffizienz der LEDs vorgestellt. Dies beinhaltet Untersuchungen zur
Minimierung des Elektronenleckstroms in die p-Seite der LEDs durch Maximierung der
Elektronenblockiereigenschaften der Elektronenblockierschicht sowie Untersuchungen
zur Steigerung der Lochinjektion durch Verwendung einer geeigneten Lochinjektions-
schicht und p-Seite innerhalb der LED-Heterostruktur. Im Speziellen wird dabei der
Einfluss der Mg-Dotierung und Zusammensetzung der p-seitigen Schichten auf die
Ladungsträgerinjektion und Emissionseigenschaften der LEDs dargestellt. Abschließend
wird in Kapitel 8 der Einfluss der Emissionswellenlänge auf die Emissionscharakteristik
sowie die Extraktionseffizienz der LEDs untersucht und die Verwendung der realisierten
LED-Chips innerhalb eines Gassensorik-Prototypen zur Detektion von NO demonstriert.
3
2 Heterostrukturdesign für effiziente UVC
LEDs
Die diskreten Absorptionslinien von NO im tiefen UVC Spektralbereich unterhalb
von 250nm ermöglichen Anwendungen zur Gasdetektion [
12
,
13
]. Dabei ist eine aus-
reichend hohe Ausgangsleistung sowie eine hohe spektrale Reinheit erforderlich, um
Querempfindlichkeiten zu vermeiden und eine Messauflösung bis in den ppm-Bereich zu
ermöglichen.
Im folgenden Kapitel werden die erforderlichen Randbedingungen an die LED-Hete-
rostruktur für Emission unterhalb von 250nm beschrieben, welche für die Detektion
von NO genutzt werden können und der Einfluss der verschiedenen Schichten auf die
Effizienzanteile der LED erläutert. Abschließend wird die Ausgangsheterostruktur der
LEDs vorgestellt, welche in dieser Arbeit untersucht wurden.
2.1 Erforderliche Randbedingungen der Heterostruktur
Mit der Absicht eine möglichst effiziente UVC LED-Heterostruktur zu entwerfen, soll
zunächst die Funktionsweise der einzelnen Schichten beschrieben werden. Dabei gilt es,
gewisse Randbedingungen zu erfüllen, welche erforderlich sind, um Emission im UVC
Spektralbereich zu ermöglichen. Innerhalb dieser Randbedingungen kann das Design
der Heterostruktur verändert werden, um die Effizienz der LEDs zu beeinflussen.
Um die Funktion einer LED zu ermöglichen, ist eine verhältnismäßig einfache Schicht-
struktur ausreichend. Neben einem Substrat, welches als Wachstumsgrundlage benutzt
wird, sind nur eine n-Seite, eine aktive Zone und eine p-Seite erforderlich. Diese müssen
für Emission im UVC Spektralbereich gewissen Anforderungen genügen, welche im
Folgenden beschrieben werden.
•
Das Substrat wird für das homo- oder heteroepitaktische Wachstum als Träger
verwendet. Als Substrat für das Wachstum von AlGaN-Schichten kann bspw. mo-
nokristallines AlN und GaN aber auch Saphir, SiC [
15
,
16
] oder Si [
17
] verwendet
werden. Es muss jedoch Absorption innerhalb des Substrats bei der angestrebten
Wellenlänge berücksichtigt werden. Soll das Licht der LED durch die Substratrück-
seite ausgekoppelt werden, so muss dieses für die Emissionswellenlänge möglichst
transparent sein.
•
Die n-Seite stellt die zum elektrischen Betreiben der LED erforderlichen Elektronen
bereit und muss möglichst leitfähig sein. Des Weiteren muss die n-Seite bei
Rückseitenemittern transparent für die Zielwellenlänge sein und sollte die vom
Substrat vorgegebene Versetzungsdichte (TDD von engl. threading dislocation
density) beibehalten oder, bei ausreichend hoher Schichtdicke, weiter reduzieren
5
KAPITEL 2. HETEROSTRUKTURDESIGN FÜR EFFIZIENTE UVC LEDS
[
18
]. Die n-Seite muss zudem die Prozessierung von Kontakten mit geringem
Kontaktwiderstand ermöglichen, um einen hohen Wirkungsgrad zu erzielen.
•
Die aktive Zone, bestehend aus durch Barrieren getrennte Quantenfilme (QW von
engl. quantum well), ist der Licht emittierende Teil der LED, in dem die in n- und
p-Seite bereitgestellten Ladungsträger rekombinieren. Der Rekombinationsprozess
kann dabei strahlend oder nicht-strahlend stattfinden, wobei eine geringe TDD
innerhalb der aktiven Zone erforderlich ist, um nicht-strahlende Rekombination-
prozesse zu minimieren [
19
]. Eine weitere wichtige Eigenschaft, welche u.a. durch
den Verspannungsgrad und das Design der aktiven Zone beeinflusst werden kann,
ist die optische Polarisation des Lichts [
20
], welche Einfluss auf die Effizienz der
LEDs und deren Abstrahlcharakteristik hat.
•
Die p-Seite einer LED stellt die erforderlichen Löcher bereit und muss, analog zur
n-Seite, möglichst leitfähig sein. Je nach Emitterkonfiguration kann die p-Seite
transparent gewählt werden, um das Licht zu extrahieren bzw. an geeigneten
Kontakten zu reflektieren [
21
]. Die Elektronenblockierschicht (EBL von engl. elec-
tron blocking layer), als Teil der p-Seite, wird dazu genutzt Elektronenleckströme
zu blockieren und innerhalb der aktiven Zone einzusperren, wobei die Injekti-
on von Löchern nicht verhindert werden darf. Zusätzlich muss die p-Seite die
Kontaktprozessierung, analog zur n-Seite, ermöglichen.
2.2 Einfluss der Schichtstruktur auf die Effizienz
Der Wirkungsgrad einer LED entspricht dem Verhältnis von gewonnener Lichtleistung
zur zugeführten elektrischen Leistung. Vernachlässigt man dabei Leistungsverluste durch
Kontakt- und Schichtwiderstände, kann man folgende Effizienzen definieren, welche zur
Beschreibung der Umwandlung von elektrischem Strom in Licht notwendig sind.
•
Die externe Quanteneffizienz (EQE) beschreibt das Verhältnis von emittierten
Photonen zur zugeführten Anzahl der Ladungsträgerpaare (Elektronen und Lö-
cher).
•Die Injektionseffizienz (CIE von engl. carrier injection efficiency) beschreibt das
Verhältnis der Ladungsträger, welche innerhalb der aktive Zone rekombinieren zur
Gesamtanzahl der zugeführten Ladungsträger.
•
Die interne Quanteneffizienz (IQE) beschreibt das Verhältnis von strahlender
Rekombination zur Gesamtanzahl der Rekombinationsprozesse der Ladungsträger-
paare innerhalb der aktiven Zone.
•
Die Extraktionseffizienz (LEE von engl. light extraction efficiency) beschreibt
das Verhältnis der Photonen, welche die Diode verlassen zur Gesamtanzahl der
innerhalb der aktiven Zone erzeugten Photonen.
Die EQE einer LED ist folglich das Produkt der drei Teileffizienzen CIE, IQE und
LEE. Durch systematische Strukturänderungen kann der Einfluss auf die einzelnen
Teileffizienzen untersucht werden. Um die EQE einer LED mit Hilfe des Schichtstruk-
turdesigns zu beeinflussen, können verschiedene Ansätze verfolgt werden. Dabei ist es
von Vorteil, nur kleine Änderungen an der Schichtstruktur iterativ durchzuführen und
ihren Einfluss einer der Teileffizienzen zuzuordnen. Dadurch kann ein tiefes Verständnis
6
2.2. Einfluss der Schichtstruktur auf die Effizienz
für den Einfluss der Schichten und deren Wechselwirkung untereinander gewonnen und
das Potential für die verschiedenen Effizienzen ausgeschöpft werden.
Im Folgenden soll auf die einzelnen Teileffizienzen eingegangen werden und der grund-
sätzliche Einfluss der einzelnen Schichten auf diese beschrieben werden.
2.2.1 Interne Quanteneffizienz
Die IQE, welche die Effizienz der Umwandlung von Elektron-Loch-Paaren in Photonen
im QW beschreibt, ist maßgeblich durch die strahlende und die nicht-strahlende Re-
kombinationsrate bestimmt. Um die IQE zu maximieren, muss der strahlende Anteil
erhöht werden sowie der nicht-strahlende Anteil unterdrückt werden.
EC
EV
e
Ψ-
h
Ψ
+
(a)
EC
EV
e
Ψ-
h
Ψ
+
(b)
EC
EV
e
Ψ-
h
Ψ
+
(c)
Abbildung 2.1:
Schematisches Banddiagramm eines QWs mit endlichen Barrieren ohne Polarisations-
feld (a) und mit Polarisationsfeld für dünne (b) und dicke QWs (c).
Die strahlende Rekombination der Ladungsträger innerhalb der QWs kann durch das
ABC-Modell beschrieben werden und ist im Wesentlichen vom Überlapp der Elek-
tron- und Loch-Wellenfunktionen und dem Übergangsmatrixelement bestimmt [
22
]. Im
AlGaN-Materialsystem, welches in Wurzit-Struktur kristallisiert, existieren aufgrund
der Symmetrie spontane und piezoelektrische Polarisationsfelder [
23
,
24
]. Durch die
Änderung der Polarisationsfelder an Heteroübergängen, wie z.B. vom QW zur Barriere,
kommt es zu Grenzflächenladungen, welche in einem elektrischen Feld resultieren. Dieses
Feld hat zur Folge, dass sich die Bandstruktur verzerrt (siehe Abbildung 2.1 (a, b)). Das
energetische Minimum des Leitungsbandes im QW liegt nicht mehr direkt oberhalb des
energetischen Maximums des Valenzbandes. Die Elektron- und Loch-Wellenfunktionen
sind folglich von einander separiert und haben einen geringeren Überlapp, wodurch
die strahlende Rekombinationsrate reduziert ist. Zudem reduziert sich, aufgrund der
Verzerrung der Bandstruktur, der energetische Abstand zwischen Elektron- und Loch-
Grundzustand, was in einer Rotverschiebung des emittierten Lichts resultiert. Dieser
Effekt wird „quantum-confined Stark effect“ (QCSE) genannt [
25
]. Grundsätzlich kann
der QCSE durch das Heterostrukturdesign beeinflusst werden. Da die Stärke der Polari-
sationsfelder durch die Grenzflächenladungen beeinflusst ist, können diese durch eine
Reduktion des Bandlückenunterschieds zwischen QW und Barriere an der Grenzfläche
verringert werden. Die durch das elektrische Feld hervorgerufene Verkippung der Band-
struktur wird reduziert und resultiert in einem stärkeren Überlapp der Wellenfunktionen.
Dabei beeinflusst der Bandlückenunterschied zwischen QW und Barriere ebenfalls den
Ladungsträgereinschluss innerhalb der QWs. Die Stärke des
QCSE
kann ebenfalls durch
die Dicke der QWs beeinflusst werden. Bei einem konstanten elektrischen Feld reduziert
7
KAPITEL 2. HETEROSTRUKTURDESIGN FÜR EFFIZIENTE UVC LEDS
sich der Überlapp der Elektron- und Loch-Wellenfunktionen mit steigender QW-Dicke,
wodurch die strahlende Rekombinationsrate abnimmt und die Rotverschiebung zunimmt
(siehe Abbildung 2.1 (c)).
Abbildung 2.2:
Simulierte interne
Quanteneffizienz einer 265 nm LED
aufgetragen über die Versetzungsdich-
te. (Simulation von M. Guttmann,
TU Berlin.)
1071081091010
0
20
40
60
80
100
internal quantum efficiency (%)
threading dislocation density (cm
-2
)
λ = 265 nm
j = 100 Acm-2
μ(e-) = 60 cm²/Vs
μ(h+) = 3 cm²/Vs
ND = 4·1018
NA = 1·1019
Nicht-strahlende Rekombinationen innerhalb der QWs sind maßgeblich durch die TDD
der Schicht bestimmt [
19
]. Befinden sich Versetzungen (TD von engl. threading dislocati-
on) innerhalb der QWs, so können die Ladungsträger über die innerhalb der Bandlücke
existierenden Zustände, welche durch die TDs hervorgerufen werden, nicht-strahlend
rekombinieren. Entscheidend für die nicht-strahlende Rekombinationsrate ist, neben
der TDD, die Diffusionslänge der Ladungsträger, welche über ihre Diffusivität und ihre
Lebensdauer definiert wird [
26
]. Ist die Diffusionslänge klein gegenüber dem Abstand
der TDs, können die Ladungsträger die TDs nicht erreichen bevor sie rekombinieren.
Steigt die TDD, erreicht eine größere Anzahl von Ladungsträgern die TDs, wodurch
die nicht-strahlenden Rekombinationsrate ansteigt. Der Zusammenhang zwischen IQE
und TDD ist in Abbildung 2.2 für QWs mit einer Emissionswellenlänge von 265 nm
dargestellt, welcher mit dem Modell nach Karpov et al. [
27
] erstellt wurde. Ebenfalls zu
berücksichtigen beim Einfluss der TDD auf die IQE der LED sowie der Diffusion der
Ladungsträger in Richtung der TDs ist die Potentiallandschaft der QWs. Durch Fluk-
tuationen in der Zusammensetzung und Schichtdicke kann es zu Lokalisationseffekten
kommen [
28
,
29
]. Des Weiteren konnte gezeigt werden, dass V-förmige Defekte, welche
sich um TDs ausbilden, eine energetische Barriere für die Ladungsträger erzeugen und
somit die Diffusion der Ladungsträger in Richtung der TD behindern [30].
2.2.2 Injektionseffizienz
Die CIE ist die am stärksten durch das Heterostrukturdesign beeinflussbare Teileffizi-
enz zur Steigerung der EQE. Sie beschreibt den Anteil der Ladungsträgerpaare, die
innerhalb der QWs rekombinieren zur Gesamtanzahl der in die Struktur injizierten
Ladungsträgerpaare.
Einer der wesentlichen Verlustmechanismen ist der Elektronenleckstrom in die p-Seite
der LED. Um eine möglichst hohe CIE zu erzielen, muss das Design der Heterostuktur
der p-Seite entsprechend angepasst werden, um dem Elektronenleckstrom entgegenzu-
8
2.2. Einfluss der Schichtstruktur auf die Effizienz
-6.0
-5.5
-5.0
-2.0
-1.5
-1.0
-0.5
0.0
0.5
energy (eV)
position (nm)
100 Acm-2
n-side MQW EBL HIL p-SL
EC
EV
e-
h+
Abbildung 2.3:
Bandstruktursimu-
lation einer 235 nm LED-Heterostruk-
tur in Vorwärtsspannung sowie sche-
matisch dargestellter Elektronen- und
Lochtransport. (Simulation von M.
Guttmann, TU Berlin.)
wirken. Dazu wird zwischen aktiver Zone und p-Seite ein EBL mit größerer Bandlücke
als die der Barrieren innerhalb der aktiven Zone eingefügt. In Abbildung 2.3 ist zur
Veranschaulichung eine Bandstruktursimulation einer 235 nm LED-Heterostruktur in
Vorwärtsspannung sowie schematisch der Elektronen- und Lochtransport dargestellt.
Befindet sich innerhalb der LED Struktur kein EBL, können Elektronen, welche nicht
von den QWs eingefangen werden, ungehindert in die p-Seite fließen und hier mit Löchern
rekombinieren. Dies hat zur Folge, dass weniger Löcher die aktive Zone erreichen und
die Anzahl der möglichen strahlenden Rekombinationen innerhalb der QWs abnimmt.
Über das ABC-Model beeinflusst die CIE daher auch immer die IQE. Wird in die LED-
Heterostruktur ein EBL eingefügt, befindet sich innerhalb des Leitungsbandes eine
energetische Barriere, welche den Transport von Elektronen behindert. Diese können
die aktive Zone nicht verlassen und müssen hier strahlend oder nicht-strahlend rekombi-
nieren. Der Nachteil an der Nutzung eines EBLs mit großer Bandlücke ist, dass auch im
Valenzband eine energetische Barriere für die Löcher entsteht. Will man diesen Effekt
möglichst gering halten, muss der EBL p-dotiert werden. Die p-Dotierung innerhalb
einer Schicht verschiebt dabei das Fermi-Niveau in Richtung Valenzbandkante [
26
].
Dies resultiert in einer kleineren energetischen Barriere für Löcher und einer größeren
energetischen Barriere für Elektronen. Grundsätzlich bieten Rekombinationsmechanis-
men außerhalb der QWs, insofern sie strahlend stattfinden, die Möglichkeit, parasitäre
Rekombinationsmechanismen anhand ihrer Wellenlänge zu identifizieren und gegebenen-
falls Elektronenleckströme zu quantifizieren. Finden die Rekombinationsmechanismen
jedoch nicht-strahlend statt, kann eine Änderung der CIE nicht oder schwer von einer
Änderung der IQE oder LEE unterschieden werden.
Eine weitere interessante Möglichkeit zur Elektronenblockierung ist die Nutzung einer
zusätzlichen Zwischenschicht (IL von engl. interlayer) mit großer Bandlücke [
31
,
32
].
Diese hat grundsätzlich den gleichen Effekt wie der EBL, in der Literatur wird der
IL jedoch sehr dünn gewachsen. Aufgrund des hohen Al-Gehalts des EBLs ist die
Verwendung eines IL mit größerer Bandlücke, wie sie bspw. von Kolbe et al. für 290 nm
LEDs bei Verwendung eines Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg EBL genutzt wird [
33
] nicht umsetztbar.
Hirayama et al. konnte zeigen, dass ein EBL bestehend aus einem Übergitter (SL von
engl. superlattice) eine erhöhte EQE der LEDs ermöglicht [
34
]. Des Weiteren kann ein
9
KAPITEL 2. HETEROSTRUKTURDESIGN FÜR EFFIZIENTE UVC LEDS
periodisch veränderliches SL effektiv den Elektronenleckstrom in die p-Seite verhindern,
wenn die Struktur als Bragg-Reflektor wirkt, welcher auf die Wellenlänge der Elektronen
abgestimmt ist [
35
,
36
]. Ebenfalls kann in die p-Seite der LED-Heterostruktur eine
Lochinjektionsschicht (HIL von engl. hole injection layer) integriert werden (siehe
Abbildung 2.3) mit der Absicht, den energetischen Unterschied zwischen p-Seite und
EBL stufenweise zu verringern und so die Lochinjektion zu steigern. Eine möglichst
optimale p-Dotierung ist dabei in allen Schichten der p-Seite erforderlich, um das
Fermi-Niveau möglichst nah an der Valenzbandkante zu fixieren.
Neben dem effektiven Blockieren von Elektronenleckströmen ist auch das Einfangen der
Ladungsträger und der Ladungsträgereinschluss innerhalb der QWs von entscheidender
Bedeutung zur Steigerung der CIE. Betrachtet man QWs, welche von Barrieren umgeben
sind, so können die innerhalb der QWs eingeschlossenen Ladungsträger die QWs ther-
misch verlassen. Dieser Effekt ist vor allem vom energetischen Abstand zwischen dem
Grundniveau der QWs und der Bandkante der Barrieren sowie der Ladungsträgerdichte
innerhalb der aktiven Zone abhängig. Aufgrund der temperaturabhängigen Besetzung
der Zustände innerhalb der QWs und Barrieren muss die Barrierenhöhe sehr viel größer
als
kT
gewählt werden, um thermische Depopulation der QWs zu vermeiden [
26
]. Um
den energetischen Abstand der QW-Grundniveaus zur Barrierenbandkante zu erhöhen,
kann neben einer Änderung der Barrierenzusammensetzung [
37
] auch die QW-Dicke er-
höht werden, wobei beachtet werden muss, dass dabei ebenfalls die Ladungsträgerdichte
und somit die IQE beeinflusst wird.
Bei der Betrachtung der energetischen Höhen, sei es vom QW zur Barrieren, von der
Barriere zum EBL oder vom EBL zum HIL, müssen Bandverbiegungen, die aufgrund
der Polarisationsfeldänderung und Grenzflächenladungen an den Heteroübergängen
entstehen, berücksichtigt werden. Jede Änderung der Zusammensetzung resultiert in
einer Verbiegung der Bandstruktur. Betrachtet man bspw. in Abbildung 2.3 die He-
teroübergänge von der letzten Barriere zum EBL sowie vom EBL zum HIL, so ist eine
starke Verbiegung der Bandkanten zu beobachten. Zum einen entsteht beim Übergang
von einer Schicht mit geringem Al-Gehalt zu einer Schicht mit hohem Al-Gehalt (letzte
Barriere
→
EBL) ein Potentialminimum im Leitungsband, in welchem sich Elektro-
nen ansammeln können. Bei umgekehrter Reihenfolge (EBL
→
HIL) bildet sich ein
Potentialmaximum im Valenzband, in welchem sich Löcher ansammeln. In beiden Po-
tentialvertiefungen gehen folglich Ladungsträger verloren, wodurch die CIE reduziert
wird. Einen weiteren Einfluss auf die CIE können Tunneleffekte haben, welche für dünne
Schichten bzw. Potentialspitzen berücksichtigt werden müssen. Es steht zur Vermutung,
dass eine energetische Spitze im Leitungsband (z.B EBL in Abbildung 2.3) von wenigen
Nanometern Dicke kein effektives Blockieren ermöglicht.
Neben dem effektiven Blockieren eines Elektronenleckstroms in die p-Seite der LED-
Heterostruktur, muss zur Steigerung der CIE auch die möglichst effiziente Injektion von
Löchern ermöglicht werden. Wie zuvor erwähnt, muss dazu die energetische Barriere
des EBLs im Valenzband durch optimale Dotierung möglichst gering gehalten werden.
Zudem muss eine möglichst große Anzahl an Löchern in der p-Seite bereitgestellt
werden. Dies ist zum einen aufgrund der Bildung von Mg-H-Komplexen während des
Wachstums und der daraus resultierenden Passivierung der Mg-Akzeptoren schwierig.
Durch geeignete Wahl der Aktivierungsbedingungen können diese Mg-H-Komplexe
jedoch aufgebrochen werden [
38
,
39
]. Zum anderen steigt die Aktivierungsenergie der
10
2.2. Einfluss der Schichtstruktur auf die Effizienz
Mg-Akzeptoren mit steigendem Al-Gehalt der Schichten von 125meV - 200meV für
GaN auf ca. 500meV für AlN an [
40
–
47
]. Es konnte jedoch gezeigt werden, dass die
effektive Aktivierungsenergie der Mg-Akzeptoren in (Al)GaN:Mg/Al(Ga)N:Mg-SLs auf
wenige 10meV herabgesetzt werden kann [46–49].
2.2.3 Extraktionseffizienz
Um die Effizienz einer LED zu steigern, müssen nach Möglichkeit alle innerhalb der QWs
erzeugten Photonen die Heterostruktur verlassen, d.h. alle Mechanismen, welche dies
verhindern, müssen nach Möglichkeit vermieden werden, um die LEE zu maximieren.
Die LEE ist von der Abstrahlcharakteristik und damit der optischen Polarisation der
emittierten Strahlung abhängig. Bei transversal magnetisch (TM) polarisiertem Licht
liegt der E-Feld Vektor parallel zur c-Richtung, wodurch die Ausbreitung der emittierten
Strahlung innerhalb der c-Ebene liegt. Bei transversal elektrisch (TE) polarisiertem Licht
liegt der E-Feld Vektor senkrecht zur c-Richtung, wodurch die Ausbreitung senkrecht
zur c-Ebene möglich ist [
20
]. In III-Nitriden gibt es aufgrund der Kristallfeldaufspaltung
und Spin-Orbit-Wechselwirkung drei Valenzbänder unterschiedlicher Symmetrie, deren
Reihenfolge aufgrund der unterschiedlichen Kristallfeldenergie von GaN=12,3meV
[
50
] und AlN=-221meV [
51
] von der Zusammensetzung abhängig ist. Die optische
Polarisation des emittierten Lichts hängt vom Übergangsmatrixelement sowie den
energetischen Abständen der einzelnen Valenzbänder ab, in welche die Ladungsträger
vom Leitungsband rekombinieren. Primär ist jedoch das oberste Valenzband für die
Rekombination bestimmend, welches für GaN Γ
9
-Symmetrie, für AlN Γ
7+
-Symmetrie
aufweist. Zudem ist die Polarisation des Lichts und damit die LEE von der Verspannung
der QWs sowie von der QW-Dicke und der Barrierenhöhe abhängig [20, 52].
Neben der Abstrahlcharakteristik sind Reflexion und Absorption innerhalb der LED-
Heterostruktur bestimmend für die LEE. In Abhängigkeit von der Wellenlänge der
emittierten Strahlung kann man einen Extraktionskegel definieren, bei dem die Photonen
nicht der Totalreflektion innerhalb der Heterostruktur unterliegen. Der Öffnungswinkel
dieses Extraktionskegels liegt bei etwa 21
°
(zur c-Achse), d.h. nur
≈
6,6% des Lichts
können durch die Oberseite und Substratrückseite ausgekoppelt werden
1
. Bei einer
realistischen LED-Heterostruktur muss zusätzlich beachtet werden, dass sich oberhalb der
emittierenden QWs die p-Schichten befinden sowie der p-Kontakt angebracht ist, welcher
absorbierend sein kann (Reflektivität Pd
250 nm ≈
38%, Reflektivität Ni/Au
250 nm ≈
33%).
Im Idealfall ist der p-Kontakt reflektierend (Reflektivität Al
250 nm ≈
88%)
2
und das
zurückgeworfene Licht kann durch die Substratrückseite ausgekoppelt werden, wobei
die Absorption innerhalb der QWs und der p-Schichten berücksichtigt werden muss.
Aufgrund der geringen Dicke der QWs muss vor allem die Absorption innerhalb der
p-Seite der LED berücksichtigt werden, welche aufgrund der limitierten Leitfähigkeit
von AlGaN mit hohem Al-Gehalt oftmals eine Bandlücke besitzt, die kleiner ist als
die Emissionsenergie der QWs. Zusätzlich muss Absorption an Punktdefekten, welche
bspw. bei der Verwendung von monokristallinem AlN im Substrat vorkommen [
53
], in
Betracht gezogen werden.
1Simulierte Werte der Lichtextraktion von M. Guttmann, TU Berlin.
2
Messungen der Reflektivität von M. Guttmann und C. Kuhn, TU Berlin, an Kontakten auf doppelseitig
poliertem Saphir.
11
KAPITEL 2. HETEROSTRUKTURDESIGN FÜR EFFIZIENTE UVC LEDS
Möglichkeiten zur Steigerung der LEE finden sich in der Nutzung von geneigten Sei-
tenflächen [
54
,
55
], wodurch auch Licht extrahiert werden kann, welches mit einem
Winkel größer dem Totalreflektionswinkel emittiert wird. Weiterhin können strukturierte
Substrate genutzt werden, was den Anteil der Photonen erhöht, die nicht in die Hete-
rostruktur zurückreflektiert werden [
21
]. Zudem finden sich interessante Ansätze zur
Steigerung der LEE in der Nutzung von Nano-Pixel-Kontakten [
21
,
56
], welche bei Nut-
zung einer transparenten p-Seite die Fläche der absorbierenden p-Kontakte minimieren.
Dies bietet die Möglichkeit, die Freiräume zwischen den absorbierenden p-Kontakten
mit reflektierendem Material zu bedecken und eine gesteigerte Lichtextraktion durch
die Substratrückseite zu erzielen.
2.3 Ausgangsheterostruktur
Ausgehend von den zuvor betrachteten Anforderungen an die Heterostruktur einer LED
mit Emissionswellenlänge im UVC Spektralbereich und den beschriebenen Effekten von
Strukturänderungen auf die Effizienz dieser LEDs soll, als Grundlage für die weiteren
Untersuchungen zur Realisierung und Optimierung der LED-Heterostruktur, das in
Abbildung 2.4 dargestellte Design genutzt werden. Ausgehend von einem Substrat, folgen
eine AlN Pufferschicht, eine Gradientenschicht zum Al-Gehalt der n-Seite, eine n-seitige
Si-dotierte AlGaN Stromspreizungsschicht, eine aktive Zone mit Mehrfach-Quantenfilm
(MQW von engl. multiple quantum well) Struktur inkl. einer ersten dickeren Barriere,
ein EBL mit hohem Al-Gehalt zur Reduktion von Elektronenleckströmen, ein HIL zur
Optimierung der Lochinjektion, ein p-seitiges AlGaN:Mg/AlGaN:Mg-SL sowie eine
p-dotierte GaN Kontaktschicht. Die genauen Zusammensetzungen und Schichtdicken
sind in Anhang D aufgelistet.
12
2.3. Ausgangsheterostruktur
30 x AlGaN:Mg/AlGaN:Mg superlattice
AlN:Mg electron blocking layer
3 x AlGaN multiple quantum well
AlGaN:Si current spreading layer
ELO AlN
(0001) sapphire
GaN:Mg contact layer
AlGaN:Mg hole injection layer
AlN to AlGaN transition layer
Abbildung 2.4: Schematische Heterostruktur der verwendeten LEDs.
13
3 Experimentelle Methoden
Im folgenden Kapitel wird auf die Grundlagen der metallorganischen Gasphasenepitaxie
eingegangen, welche zur Herstellung der Gruppe-III-Nitrid-basierten Einzelschichten
und Heterostrukturen verwendet worden ist. Des Weiteren werden die wichtigsten expe-
rimentellen Charakterisierungsmethoden vorgestellt, die zur Analyse der strukturellen,
elektrischen und elektrooptischen Eigenschaften verwendet wurden.
3.1 Metallorganische Gasphasenepitaxie
Die in dieser Arbeit untersuchten Gruppe-III-Nitrid-basierten Einzelschichten und He-
terostrukturen wurden mittels metallorganischer Gasphasenepitaxie gewachsen. Dazu
wurde ein Aixtron 3
×
2” CCS (engl. close-coupled showerhead) Reaktor genutzt [
57
].
Die für das Wachstum der AlGaN-Schichten genutzten Gruppe-III-Ausgangsstoffe sind
Trimethylaluminium (TMAl), Trimethylgallium (TMGa) und Triethylgallium (TEGa),
als Gruppe-V-Ausgangsstoff wurde Ammoniak (NH
3
) genutzt. Zudem wurden Silan
(SiH
4
) als Ausgangsstoff für die Siliziumdotierung und Cyclopentadienylmagnesium
(Cp
2
Mg) als Ausgangsstoff für die Magnesiumdotierung genutzt. Die verwendeten Aus-
gangsstoffe werden mit Hilfe eines Trägergases (Stickstoff (N
2
) oder Wasserstoff (H
2
))
zum Reaktor geleitet, wobei Gruppe-III und Gruppe-V Ausgangstoffe getrennt geführt
werden, um Vorreaktionen zu vermeiden. Im Reaktor treffen die Ausgangsstoffe bei
typischen Temperaturen zwischen 900
°
C und 1100
°
C und einem Reaktordruck zwischen
200mbar und 600mbar aufeinander. Dort werden die Ausgangsstoffe pyrolytisch über
mehrere komplexe Zwischenprodukte zerlegt [
58
] und die elementaren Bestandteile (Al,
Ga, N, Si, Mg) auf einem Substrat abgeschieden. Als Nebenprodukt der Aufspaltung
der Ausgangsstoffe bleibt unter anderem Methan (CH
4
) übrig, welches über das Abgas-
system aus dem Reaktor abgeführt wird. Eine vereinfachte Reaktionsgleichung für das
Wachstum von bspw. AlN lautet dabei: Al(CH
3
)
3
+NH
3→
AlN+3CH
4
. Die auf dem
Substrat adsorbierten elementaren Bestandteile können auf der Oberfläche diffundieren
bis sie entweder eingebaut werden oder desorbieren. Eine detaillierte Beschreibung der
Oberflächenprozesse der Ausgangsstoffe ist von U. W. Pohl [59] dargestellt.
Ein wichtiger Parameter beim Wachstum der kristallinen Schichten ist die Wachstumsra-
te (GR von engl. growth rate). Für die Realisierung von sehr dünnen Schichten im Bereich
von einigen Nanometern, wie bspw. die QWs der LEDs, ist es essentiell wichtig, die GR
genau zu kennen. Dabei ist die GR der kristallinen Schicht bei kleinen Temperaturen
kinetisch limitiert, was bedeutet, dass die Ausgangsstoffe nur teilweise zerlegt werden
und damit nicht eingebaut werden können. Werden die Ausgangsstoffe bei ausreichend
hohen Temperaturen vollständig zerlegt, ist die GR vor allem über die Menge der
angebotenen Ausgangstoffe transportlimitiert. Bei höheren Temperaturen wird die GR
thermisch limitiert, da mit steigender Temperatur des Substrats die Desorptionsrate der
15
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE METHODEN
Ausgangsstoffe zunimmt [
60
,
61
]. Des Weiteren beeinflussen Gasphasenvorreaktionen der
Ausgangsstoffe oberhalb des Suszeptors die GR der Schichten. Durch die Reaktion der
Ausgangsstoffe innerhalb der Gasphase können sich AlN Partikel bilden, welche nicht
mehr in die Schichten eingebaut werden [
58
]. Zudem haben solche Produkte die Eigen-
schaft, ihrerseits weitere Ausgangsstoffe an sich zu binden [
62
], wodurch der Partialdruck
der III-Ausgangsstoffe an der Oberfläche abnimmt. Um solche Reaktion zu vermeiden,
können die Wachstumsbedingungen variiert werden, wobei die Flussgeschwindigkeit der
Gase erhöht und damit die Aufenthaltsdauer oberhalb des Substrats reduziert werden
kann, um Vorreaktionen zu unterbinden. Neben einem geringen Abstand zwischen
Gaseinlass und Substrat führen vor allem hohe Gesamtflussmengen des Trägergases
sowie ein geringer Druck im Reaktor zu einer kurzen Aufenthaltsdauer. Zudem kann
die Konzentration der Ausgangsstoffe durch eine Reduktion der Partialdrücke redu-
ziert werden, um Vorreaktionen zu vermeiden [
62
]. Die realisierten Schichten wurden
stickstoffreich mit Gruppe-V zu Gruppe-III (V/III) Partialdruckverhältnissen zwischen
20 und 5000 gewachsen. Die Ermittlung der GR kann dabei entweder in situ mit Hil-
fe eines Reflektometers (siehe Abschnitt 3.1.1) oder ex situ mittels hochauflösender
Röntgendiffraktometrie (siehe Abschnitt 3.2.1) geschehen.
Ein weiterer wichtiger Parameter der kristallinen Schichten ist die Zusammensetzung,
welche durch die Temperatur, das Gruppe-III-Angebot und durch Gasphasenvorreaktio-
nen beeinflusst wird. Zudem wird die resultierende Verteilung der Gruppe-III Elemente
(Al, Ga) durch die Diffusionslängen und Desorptionsraten der Ausgangsstoffe an der
Oberfläche bestimmt. Grundsätzlich besitzen Al-Adatome auf (0001) AlN eine geringere
Diffusionslänge und geringere Desorptionsrate im Vergleich zu Ga-Adatomen [
63
], was
in einer verstärkten Einbauwahrscheinlichkeit der Ga-Adatome an Makrostufen [
64
]
und damit zu galliumreichen Gebieten führt. Diese Inhomogenitäten gilt es zu vermei-
den, um homogene Schichten zu realisieren. Die Bestimmung der Zusammensetzung
kann ex situ mittels hochauflösender Rötgendiffraktometrie (siehe Abschnitt 3.2.1) oder
Transmissionsspektroskopie (siehe Abschnitt 3.2.2) durchgeführt werden.
3.1.1 In situ-Charakterisierung
Während des Wachstums der kristallinen Schichten wird die GR mit Hilfe eines in situ
Reflektometers (951nm, 633 nm und 406 nm) bestimmt. Durch konstruktive Interferenz
an den Grenzflächen kann die Schichtdicke
d
mit Hilfe von 2
nd
=
mλ
ermittelt werden,
wobei
n
der wellenlängenabhängige Brechungsindex,
m
ein ganzzahliges Vielfaches und
λ
die genutzte Wellenlänge ist. Anhand der Schichtdicke und der Wachstumszeit kann
die GR ermittelt werden. Zudem liefert die in situ Reflektometrie Informationen über
die Homogenität der Schichten und die Oberflächenrauhigkeit. Ist die Amplitude der
Schichtdickenoszillationen sowie die mittlere Reflektivität zeitlich konstant, kann darauf
geschlossen werden, dass die Schicht homogen wächst und nicht aufraut. Nimmt die
mittlere Reflektivität bei konstanter Amplitude ab, findet eine Aufrauung der Oberfläche
statt. Bei konstanter mittlerer Intensität und zeitlich reduzierter Amplitude kann auf
eine inhomogene Schichtdicke oder lokal unterschiedliche Brechungsindizes geschlossen
werden, welche durch Zusammensetzungsinhomogenitäten hervorgerufen werden [
65
].
Zudem kann die emissivitätskorrigierte Oberflächentemperatur des Suszeptors mit
einem Pyrometer und die Waferkrümmung mit einem Krümmungssensor (Epi-Curve-TT
16
3.2. Strukturelle und elektrooptische Analysemethoden
[
65
]) gemessen werden. Zur Bestimmung der Suszeptoroberflächentemperatur wird die
emittierte Wärmestrahlung bei 951nm gemessen. Mit Hilfe der Reflektionsmessungen
kann die Emissivität und daher die akkurate Suszeptortemperatur bestimmt werden
[
65
]. Für die Messung der Waferkrümmung wird ein Epi-Curve-TT Krümmungssensor
verwendet. Dabei werden zwei parallele Laserstrahlen auf die Probenoberfläche gelenkt
und der Abstand der beiden reflektierten Strahlen gemessen. Verkrümmt sich der Wafer
konkav, rücken die beiden Reflektionen am Detektor weiter zusammen, verkrümmt er
sich konvex, rücken die Reflektionen weiter auseinander.
3.2 Strukturelle und elektrooptische Analysemethoden
Im folgenden Abschnitt werden die wichtigsten Methoden vorgestellt, welche zur Ana-
lyse der strukturellen und elektrooptischen Eigenschaften der realisierten kristallinen
Schichten und Heterostrukturen genutzt wurden.
3.2.1 Röntgendiffraktometrie
Hochauflösende Röntgendiffraktometrie (HRXRD von engl. high resolution X-ray dif-
fractometry) wird zur Analyse der Gitterkonstanten von Einzelschichten und Hete-
rostrukturen genutzt. Aus den Gitterkonstanten kann zudem der Verspannungszustand
der Schichten sowie die Zusammensetzung ermittelt werden. Des Weiteren kann mittels
HRXRD die TDD abgeschätzt und die Schichtdicke bestimmt werden. Dazu wurde ein
Phillips X-Pert Pro 3040/60 Röntgendiffraktometer genutzt, welches die Cu-k
α1
-Linie
mit
λ
=0,15406nm nutzt. Zur Detektion der gebeugten Röntgenstrahlung wurde ein
offener Detektor sowie ein Detektor mit einem Analysatorkristall verwendet.
Ein vereinfachter Ansatz zur Bestimmung der Zusammensetzung wurde mit einer
symmetrischen
ω
-2
θ
-Messung des (0002) Reflexes durchgeführt. Dabei wird unter der
Annahme einer linearen Änderung des Netzebenenabstandes mit der Zusammensetzung
(Vegard
´
sches Gesetz) die Zusammensetzung der Schichten bestimmt. Zur Auswertung
wurde die Software „X-Pert Epitaxy“ genutzt [
66
]. Dabei wird eine Simulation des
Röntgendiffraktogramms für eine gegebene Schichtstruktur iterativ verändert bis diese
dem gemessenen Röntgendiffraktogramm gleicht. Zur Ermittlung der Zusammensetzung
muss dabei der Verspannungszustand der Schicht bekannt sein bzw. angenommen
werden.
Ist die Verspannung der Schichten unbekannt, müssen die a- und c-Gitterkonstanten
vermessen werden. Dazu wurden reziproke Gitterkarten (RSM von engl. reciprocal space
map) nahe des AlN (10
¯
15) Reflexes aufgenommen. Der Netzebenenabstand
dhkl
eines
hexagonalen Gitters ist durch Gleichung
(3.1)
gegeben [
67
], wobei
hkl
die Miller
´
schen
Indizes sind.
1
d2
hkl
=4
3(h2+k2+hk
a2)+l2
c2(3.1)
Durch Nutzung der Laue-Bedingung
q
=
2π
dhkl
ergeben sich aus den reziproken Gitter-
vektoren qxund qzdie a- und c-Gitterkonstanten zu:
17
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE METHODEN
a=4π·√h2+k2+hk
qx·√3
c=2πl
qz
Unter der Annahme von biaxial verspannten Schichten gilt der in Gleichung
(3.2)
gegebene Zusammenhang der zusammensetzungsabhängigen Verzerrung
ϵxx
(
x
) senkrecht
zu [0001] und ϵzz(x) parallel zu [0001].
ϵzz(x) = −C13(x)
C33(x)ϵxx(x)
ϵxx(x) = ϵyy(x) =a−a0(x)
a0(x)
ϵzz(x) =c−c0(x)
c0(x)
(3.2)
Die analytische Lösung von Gleichung
(3.2)
liefert, nach Anwendung des Vagard
´
schen
Gesetzes auf die Referenz-Gitterkonstanten
a0
(
x
) und
c0
(
x
) sowie die Elastizitätsmodule
C13
(
x
) und
C33
(
x
), die Zusammensetzung
x
[
68
]. Das Einsetzen der ermittelten Zusam-
mensetzung
x
in die Verzerrungstensoren
ϵxx
(
x
) und
ϵzz
(
x
) liefert den Verspannungsgrad.
In Tabelle 3.1 sind die verwendeten Literaturwerte aufgelistet.
Tabelle 3.1: Literaturwerte der verwendeten Parameter für AlN und GaN [14, 69, 70].
AlN GaN
a0(Å) 3,112±0,0005 3,189±0,0005
c0(Å) 4,982±0,0005 5,185±0,0005
C13 (GPa) 98,9±3,5 106±20
C33 (GPa) 388,5±10 398±20
Um die TDD der Schichten mittels HRXRD zu bestimmen, kann basierend auf dem
Mosaikblockmodell [
71
] der Anteil der Schraubenversetzungen (SD von engl. screw-type
dislocation) und Stufenversetzungen (ED von engl. edge-type dislocation) über die
ω
-
Halbwertsbreite (FWHM von engl. full width at half maximum)
α
eines symmetrischen
(0002) Röntgenreflexes und
β
eines asymmetrischen (30
¯
32) Röntgenreflexes in schiefsym-
metrischer Messgeometrie mit Hilfe der Gleichungen
(3.3)
(Schraubenversetzungsdichte
NSD
) [
72
] und
(3.4)
(Stufenversetzungsdichte
NED
) [
73
] ermittelt werden. Dazu wurde
jeweils der Burgersverktor
bs
=[0001] bzw.
be
=
<
11
¯
20
>
von GaN verwendet. Grund-
sätzlich müsste je nach Zusammensetzung der Schicht der Burgersvektor über das
Vegard
´
sche Gesetz angepasst werden. Die Abweichung der lateralen und vertikalen
Gitterkonstanten von GaN und AlN ergeben jedoch nur geringe Fehler der ermittelten
TDD von ≤5%.
18
3.2. Strukturelle und elektrooptische Analysemethoden
NSD =α2
(0002)
4,35 ·b2
s
=α2
(0002) ·8,55 ·1013cm−2
b2
s=5,185 Å
(3.3)
NED =β2
(30¯
32)
4,35 ·b2
e
=β2
(30¯
32) ·2,26 ·1014cm−2
b2
e=3,189 Å
(3.4)
Die Bestimmung der Schichtdicke
d
kann mittels HRXRD durch symmetrische
ω
-2
θ
-
Messungen nahe des AlN (0002) Reflexes durchgeführt werden. Aus dem Abstand
der Schichtdickenoszillationen („Fringes“) kann über Gleichung
(3.5)
die Schichtdicke
bestimmt werden, wobei
ω1
und
ω2
die Winkelpositionen zweier Fringes n
1
und n
2
und
λ
die Wellenlänge der Röntgenstrahlung ist [
74
]. Dies ist jedoch nur für Schichtdicken
≤
150nm gut möglich, da die Fringes ansonsten sehr eng zusammen liegen und nicht
mehr separiert werden können.
d=(n1−n2)λ
2(sinω1−sinω2)(3.5)
3.2.2 Transmissionsspektroskopie
Eine weitere Möglichkeit die Zusammensetzung der kristallinen Schichten zu bestimmen,
ist die Vermessung der Absorptionskante des Materials. Dazu wurde ein Shimadzu
UV-260 Transmissionsspektrometer genutzt [
75
], welches über eine Deuterium- und eine
Halogenlampe verfügt. Das monochromatisierte Licht durchläuft eine Probe, wird von
einem Photomultiplier detektiert und die Intensität zu einem Referenzstrahlengang ohne
Probe verglichen. Die Absorptionskante des Materials wurde in dieser Arbeit über das
Auftragen von
αd
=-ln
T
=-ln(
I
/
I0
) über die Photonenenergie
E
und Bestimmen des
Schnittpunktes der linearen Extrapolation von
αd
mit dem Untergrundniveau (
EAlGaN
)
ermittelt. Die Zusammensetzung ergibt sich aus Gleichung (3.6).
EAlGaN =x·EAlN + (1 −x)·EGaN −x·(1 −x)·b(3.6)
Da die Absorptionskante von der Verspannung der Schichten abhängt, wurden für
vollverspannte Proben mit einem hohen Al-Gehalt von
x≥
0,6 Kalibrierungen anhand
von HRXRD-Messungen durchgeführt. Diese sind in Abbildung 3.1 dargestellt. Die
grün gekennzeichneten Kreise wurden dabei nicht zum Annähern der Daten verwendet,
da diese Proben deutliche Zeichen von Relaxation aufwiesen. Es ergeben sich die
Absorptionsenergien
EAlN
=6,021eV und
EGaN
=3,826eV bei einem Bowingparameter
von
b
=1,224eV. Es ist jedoch auch gut zu erkennen, dass im Bereich zwischen
x
=0,6
und
x
=1 alle Annäherungen mit Gleichung
(3.6)
gleichermaßen gut mit den Messwerten
übereinstimmen.
19
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE METHODEN
Abbildung 3.1:
Absorptionskante
aus Transmissionsmessungen aufge-
tragen über den mittels HRXRD be-
stimmten Al-Gehalt.
variation of fit with fixed b:
b E
AlN
E
GaN
1.6 6.03 4.05
1.4 6.03 3.93
1.2 6.02 3.81
1.0 6.01 3.69
0.8 6.01 3.57
0.6 6.00 3.45
0.4 5.99 3.33
0.2 5.99 3.21
0 5.98 3.09
0 20406080
100
3.0
3.5
4.0
4.5
5.0
5.5
6.0
not used for fitting free fit of EAlGaN
EAlN = 6.02 eV
EGaN = 3.83 eV
b = 1.22 eV
absorption edge (eV)
aluminum content from XRD (%)
0 eV < b < 1.6 eV
3.2.3 Elektrolumineszenzspektroskopie
Eine der wichtigsten Analysemethoden zur Charakterisierung der LED-Heterostrukturen
ist die Elektrolumineszenzspektroskopie (EL). Dabei werden an n-Seite und p-Seite
elektrische Kontakte angebracht, über welche die Ladungsträger in die Heterostruktur
injiziert werden. Das Licht, welches die Heterostruktur verlässt, wird mit Hilfe einer Glas-
faser zu einem Spektrometer geleitet und spektral analysiert oder von einer großflächigen
Si-Photodiode detektiert. Dabei sind sowohl die Photodiode als auch das Spektrometer
kalibriert. Um die spektrale Leistungsdichte der LEDs bei verschiedenen Wellenlängen
korrekt zu bestimmen, wird der mittels Photodiode gemessene Photostrom entspre-
chend der Kalibrierungen auf das Spektrum verteilt und in spektrale Leistungsdichte
umgerechnet. Die Integration der spektralen Leistungsdichte ergibt die Gesamtleistung
der LED. Des Weiteren ist es möglich die Leistung verschiedener spektraler Anteile zu
separieren. Dazu werden die Spektren mit mehreren Gauß-Funktionen angenähert und
diejenigen spektralen Anteile, welche von Interesse sind, integriert.
Um nach der Epitaxie ein möglichst schnelles Ergebnis zu erhalten, werden Indium-Punkt-
Schnelltests durchgeführt. Dabei werden kleine In-Punkte (ca. 500
μ
m im Durchmesser)
auf die Epitaxieoberfläche als p-Kontakt gedrückt. Damit die Oberfläche für spätere
Prozessierbarkeit nicht bzw. nur minimal beschädigt wird, wird die Oberfläche am Rand
des Wafers leicht eingeritzt und der n-Kontakt aufgedrückt, um somit den Kontakt
zur freiliegenden n-Seite zu realisieren. Diese Methode bietet schnelle Resultate bei
der Bestimmung der spektralen Verteilung sowie der Ausgangsleistung. Aussagen über
die Betriebsspannung können jedoch nicht getroffen werden, da die Kontakte sehr
hohe Widerstände mit deutlichem Schottky-Verhalten aufweisen. Aufgrund des hohen
p-Schichtwiderstands fließt der Strom lateral durch die n-Seite bis zur Position des
p-Kontakts und anschließend über den pn-Übergang zum p-Kontakt.
In Abbildung 3.2 sind eine Lichtmikroskopieaufnahme (a) sowie die Lumineszenzvertei-
lung (b) eines In-Punktes einer 305 nm LED bei 10mA gezeigt, die durch die polierte
Rückseite des Saphir-Substrats aufgenommen wurden. Es ist ersichtlich, dass der In-
Punkt den Halbleiter nicht flächig kontaktiert und Lufteinschlüsse aufweist. An diesen
Stellen ist keine Lumineszenz zu beobachten. Zudem leuchten einige Stellen der kontak-
20
3.2. Strukturelle und elektrooptische Analysemethoden
300 µm
(a)
300 µm
10 mA
(b)
Abbildung 3.2:
Lichtmikroskopieaufnahme (a) und Lumineszenzverteilung bei 10 mA (b) eines In-
Punkt-Schnelltests einer 305 nm LED. (Mikroskopie- und EL-Aufnahmen von J. Glaab, FBH Berlin.
Wachstum der LED von J. Enslin, TU Berlin.)
tierten Fläche wesentlich stärker (gelb-rote Stellen am linken Rand), was auf einen guten
elektrischen Kontakt und damit verbunden eine höhere Stromdichte hinweist. Trotz des
nicht-idealen Verhaltens konnte festgestellt werden, dass die spektrale Verteilung der
LED-Heterostrukturen sowie die Ausgangsleistung mit später durchgeführten Messungen
an prozessierten LEDs in guter Übereinstimmung sind und der In-Punkt-Schnelltest für
die Charakterisierung geeignet ist.
Ein Teil der LED-Heterostrukturen wurde prozessiert, um eine homogene Emissions-
verteilung und Stromdichte zu erzielen sowie Aussagen über die Betriebsspannungen
zu erhalten. Dazu wurden V-basierte n-Kontakte [
76
] und Pd-basierte p-Kontakte
photolithographisch aufgebracht. Die erreichten Kontaktwiderstände liegen dabei im
Bereich von 1
×
10
−2
Ωcm
2
für n-Kontakte und 1
×
10
−1
Ωcm
2
für p-Kontakte [
37
]. Im
Vergleich zu Kontaktwiderständen auf GaN sind die erreichten Werte um ca. drei Grö-
ßenordnungen höher (1
×
10
−5
Ωcm
2
auf n-GaN [
77
], 1
×
10
−4
Ωcm
2
auf p-GaN [
78
]),
was im hohen Al-Gehalt der Proben von
≥
80% und der damit verbundenen großen
Bandlücke begründet liegt [
37
]. Nach der Prozessierung der n- und p-Kontakte wurde
teilweise eine Vereinzelung der LEDs mittels Laser-scribing von der Rückseite und
anschließendem Brechen vorgenommen. Die vereinzelten LED-Chips wurden mit SnAu
in Flip-Chip Montage auf keramische AlN Submounts aufgebracht und in TO-Gehäuse
(von engl. transistor outline) verdrahtet [
37
]. Dies bietet eine verbesserte Wärmeabfuhr
im Vergleich zu Messungen ohne Vereinzelung und Montage. Zudem kann über eine
geeignete Geometrie und Materialwahl des TO-Gehäuses sowie durch Verkapselung mit
UV transparentem Silikon [79] die Lichtextraktion gesteigert werden.
In den folgenden Kapiteln werden die unterschiedlichen Stadien der LEDs in den
EL-Messungen als „on-wafer, In-dot“, „on-wafer“ und „flip-chip“ gekennzeichtet.
21
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE METHODEN
3.3 Elektrische Charakterisierungsmethoden
Die elektrischen Eigenschaften eines Materials lassen sich durch den spezifischen Wider-
stand
ρ
bzw. die Leitfähigkeit
σ
, die Ladungsträgerdichte im Leitungsband
n
(bzw.
p
im Valenzband für p-dotiertes Material), die Elementarladung
e
und die Ladungsträ-
gerbeweglichkeit
µ
beschreiben. Im Folgenden wird ausschließlich n-dotiertes Material
betrachtet. Es gilt der in Gleichung
(3.7)
gegebene Zusammenhang der Materialparame-
ter [80].
ρ=1
σ=1
enµ (3.7)
Der spezifische Widerstand hängt bei den vorliegenden Proben stark von der Ladungs-
trägerdichte
n
ab, welche durch die Dichte und die Besetzung der elektronischen Niveaus
der Probe bestimmt ist. Die Bestimmung der Ladungsträgerdichte und der Besetzung
der elektronischen Niveaus wird in Abschnitt 3.3.3 und 3.3.4 beschrieben.
Zur Analyse der elektrischen Eigenschaften wurden kontaktlose Widerstandsmessungen
(CRM von engl. contactless resistivity measurements), Widerstandsmessungen nach
Van-der-Pauw, Hall-Effekt-Messungen sowie Messungen der Elektronenspinresonanz
durchgeführt.
3.3.1 Kontaktlose Widerstandsmessungen
Zur Bestimmung des spezifischen Widerstands
ρ
einer Schicht wurde CRM bei Raumtem-
peratur durchgeführt. Dazu wurde ein M-RES 2000 verwendet [
81
], welches Widerstände
bis 100000Ω/
vermessen kann. Dabei werden durch einen Hochfrequenz-Generator
Wirbelströme innerhalb der leitfähigen Schichten der Probe induziert und der Leis-
tungsverlust am Hochfrequenz-Generator detektiert. Dieser Leistungsverlust ist dabei
proportional zur Leitfähigkeit der Schicht. Details zum Funktionsprinzip sind in [
82
]
und [
83
] nachzulesen. Aus dem ermittelten Flächenwiderstand R
=
ρ
/
d
kann mit Hilfe
der Schichtdicke der spezifische Widerstand bestimmt werden.
3.3.2 Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw
Eine weitere Methode zur Bestimmung des spezifischen Widerstands ist die Methode
nach Van-der-Pauw [
84
]. Dabei wird bei einer beliebig geformten Probe ohne Löcher und
mit vier Kontakten an den Rändern der Spannungsabfall zwischen zwei benachbarten
Kontakten gemessen, welcher bei Stromfluss an den gegenüberliegenden anderen beiden
Kontakten auftritt. Dabei gilt nach Van-der-Pauw für den spezifischen Widerstand
ρ
Gleichung
(3.8)
, wobei für
Rvertikal
und
Rhorizontal
die gemittelten Widerstände der
möglichen Iterationen verwendet werden. Um Gleichung
(3.8)
zu lösen, wird ein iteratives
Verfahren genutzt.
exp (−πd
ρRvertikal)+ exp (−πd
ρRhorizontal)= 1 (3.8)
22
3.3. Elektrische Charakterisierungsmethoden
Die Proben wurden mittels Photolithographie mit V-basierten n-Kontakten [
76
], ver-
gleichbar mit den n-Kontakten der LEDs, versehen und in 5,8mm
×
5,8mm große
Teilstücke zerlegt. Dabei befinden sich die 0,4mm
×
0,4mm großen Kontakte 0,3mm
vom Rand der Probe entfernt. Zusätzlich wurden auf die V-basierten Kontakte In-Punkte
gedrückt. Die temperaturabhängigen Messungen des Widerstands wurden in einem Tem-
peraturbereich zwischen 300K und 720 K innerhalb eines Helium-gespülten Hitzeschildes
durchgeführt. Anhand des temperaturabhängigen Verlaufs des spezifischen Widerstands
kann nach Nakarmi et al. [
85
] die Aktivierungsenergie der Störstellen mit Hilfe von
Gleichung
(3.9)
bestimmt werden. Diese berücksichtigt jedoch weder die Änderung der
Mobilität der Ladungsträger für verschiedene Temperaturen noch die Fermi-Statistik der
Elektronen. Sie lässt jedoch eine Abschätzung der Aktivierungsenergie zu, selbst wenn
Hall-Effekt-Messungen nicht möglich sind. Die Erfahrung zeigt, dass die ermittelten
Aktivierungsenergien vergleichbare Ergebnisse zu Hall-Effekt-Messungen liefern und
Trends wiedergeben.
ρ=ρ0
1 + C·exp (−Ed
kB·T)(3.9)
3.3.3 Hall-Effekt-Messungen
Hall-Effekt-Messungen werden verwendet, um die Ladungsträgerdichte
n
in AlGaN:Si zu
bestimmen. Die Grundlagen des Hall-Effekts sowie des temperaturabhängigen Verhaltens
der Ladungsträgerdichte sind in H. Ibach und H. Lüth [
80
] beschrieben. Ausgehend von
Ladungsträgerneutralität
n
=
ND+
-
NA-
für einen teilweise kompensierten Halbleiter
sowie unter Berücksichtigung einer temperaturabhängigen effektiven Zustandsdichte
NC
(Gleichung
(3.10)
) ist nach Schubert [
86
] die Ladungsträgerdichte im Leitungs-
band gegeben durch Gleichung
(3.11)
. Die effektive Masse
m∗
in
NC
wurde je nach
Zusammensetzung zwischen der effektiven Masse von GaN
m∗
GaN
=0,2
m0
[
87
] und AlN
m∗
AlN =0,4m0[88] linear interpoliert.
NC= 2 (2πm∗kBT
h2)3
2(3.10)
n=−1
2(NA+NC
2·exp (−Ed
kBT))
+1
2·√(NA+NC
2·exp (−Ed
kBT))2
+ 2NC·exp (−Ed
kBT)(ND−NA)
(3.11)
Zur Bestimmung der Donatordichte
ND
, der Akzeptordichte
NA
und der Aktivierungs-
energie
Ed
wurde die Ladungsträgerdichte
n
in einem Temperaturbereich zwischen
300K und 720K gemessen. Die Probengeometrie ist dieselbe, welche für die Wider-
standsmessungen nach Van-der-Pauw verwendet wurde. Zwei Magnetfeldspulen, die
ein magnetisches Feld von 1T erzeugen sowie Messströme zwischen 10
µ
A und 100
µ
A
wurden verwendet. Die temperaturabhängige Ladungsträgerdichte wurde mit Glei-
chung
(3.11)
mit der Methode der kleinsten Quadrate angenähert. Dabei muss beachtet
23
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE METHODEN
werden, dass sich die Parameter
ND
,
NA
und
Ed
gegenseitig beeinflussen, wodurch die
ermittelten Werte einer gewissen Ungenauigkeit unterliegen. Der Fehler beim Bestimmen
dieser Werte ist in der Auswertung der Daten angegeben.
3.3.4 Elektronenspinresonanz
Eine weitere Möglichkeit elektrische Eigenschaften eines Halbleiters, im Speziellen die
energetische Lage des Donators sowie die Aktivierungsenergie, zu bestimmen, sind Mes-
sungen der Elektronenspinresonanz (EPR von engl. electron paramagnetic resonance).
Abbildung 3.3:
Schematische Dar-
stellung der Aufspaltung eines elek-
tronischen Zustands im Magnetfeld.
(Skizze in Anlehnung an J. A. Weil
und J. R. Bolton [89].)
energy E
magnetic field B
Aufgrund des Zeeman-Effektes [
90
] spalten sich Energieniveaus eines elektronischen
Zustands mit einem magnetischen Moment
M
, welches durch den Bahndrehimpuls
ML
und den Spin
MS
der Elektronen hervorgerufen wird, in einem Magnetfeld auf. In vielen
Fällen ist dabei der Bahndrehimpuls unterdrückt, wodurch das gesamte magnetische
Moment aus dem Spin resultiert [
91
]. Die Aufspaltung eines Energieniveaus ∆
E
in
Abhängigkeit vom Magnetfeld
B
ist in Abbildung 3.3 schematisch dargestellt und durch
Gleichung
(3.12)
gegeben [
89
], wobei
g
der Landé-Faktor (
≈
2) und
µB
=
e
2me
~
das
Bohr´sche Magneton ist.
E=gµBBMS(3.12)
Ist der elektronische Zustand durch ein ungepaartes Elektron besetzt (
MS
=
±1
2
), kann
ein Photon mit der Energie ∆
E
=h
ν
=g
µBB
einen Übergang zwischen beiden Niveaus
induzieren. Die theoretischen Grundlagen von EPR sind in [89] beschrieben.
Für die untersuchten Al
x
Ga
1−x
N:Si Proben werden vier elektronische Konfigurationen
des Si-Donators berücksichtigt, welche bereits in der Literatur beobachtet wurden [
91
].
Dabei kann es, je nach elektronischem Zustand, zu einer Verschiebung der Gitterpositio-
nen der Atome kommen, wie in Abbildung 3.4 schematisch dargestellt ist. Der neutrale
Ladungszustand d
0
(Abb.3.4 (b)) des Si-Atoms besitzt ein schwach gebundenes Elektron.
Dieser Zustand ist mittels EPR detektierbar, da im Magnetfeld genau ein Elektron durch
Absorption eines Photons vom energetisch niedrigeren Zustand auf den energetisch
höheren Zustand wechseln kann. Wird das schwach gebundene Elektron des Donators
thermisch ionisiert, wandelt sich der neutrale Ladungszustand d
0
in einen ionisierten
24
3.3. Elektrische Charakterisierungsmethoden
N
Al
Si
(a)
-
N
Al
Si
(b)
-
-
N
Al
Si
(c)
-
-
-
N
Al
Si
(d)
Abbildung 3.4:
Schematische Gitterposition sowie Anzahl der schwach gebundenen Elektronen von
Silizium in AlGaN für verschiedene elektronische Konfigurationen. Ionisierter Donator d
+
(a), neutraler
Ladungszustand d
0
(b), stabiles DX-Zentrum DX
-
(c) und metastabiles DX-Zentrum DX(2)
-
(d). (Skizze
in Anlehnung an Silvestri et al. [92].)
Donator d
+
um (Abb.3.4(a)). Des Weiteren werden DX-Zentren berücksichtigt. Ein
DX-Zentrum entsteht, wenn ein Si-Atom durch den Einfang eines zweiten Elektrons
sowie durch eine Gitterverschiebung mehr Energie gewinnen kann als durch die Cou-
lombabstoßung der beiden Elektronen aufgebaut wird (Abb.3.4(c)). Dabei wandeln
sich zwei Donatoren im neutralen Ladungszustand d
0
in ein DX-Zentrum DX
-
und
einen ionisierten Donator d
+
um. Es gilt: 2d
0→
d
+
+DX
-
. Zudem konnte Trinh et al.
[
93
] zeigen, dass der Si-Donator in AlGaN einen weiteren DX-Zustand DX(2)
-
besitzt,
welcher von Silvestri et al. theoretisch vorhergesagt wurde [
92
]. Dieser wird durch eine
abweichende Gitterverschiebung hervorgerufen (Abb.3.4 (d)) und ist ebenfalls mit zwei
Elektronen besetzt. Dieser Zustand ist energetisch metastabil, das heißt, er kann nur
unterhalb einer kritischen Temperatur aufrecht gehalten werden. Weder der stabile und
metastabile DX-Zustand noch der ionisierte Donator sind mittels EPR messbar, da das
magnetische Moment MS= 0 ist.
effective energy U
configuration coordinate
U < 0
+
d
0
d
-
DX
-
DX(2)
energ barriery
Abbildung 3.5:
Schematisches Kon-
figurationskoordinatendiagramm von
Silizium in AlGaN als ionisierter Do-
nator d
+
, neutraler Ladungszustand
d
0
, stabiles DX-Zentrum DX
-
und me-
tastabiles DX-Zentrum DX(2)-.
25
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE METHODEN
In Abbildung3.5 ist schematisch das Konfigurationskoordinatendiagramm der vier be-
trachteten elektronischen Konfigurationen des Siliziums dargestellt. Die effektive Energie
U
der beiden möglichen DX-Zentren ist nach Einfangen eines zweiten Elektrons negativ
[
94
]. Zudem muss berücksichtigt werden, dass es in Abhängigkeit der Konfigurationsko-
ordinate zur Ausbildung einer energetischen Barriere zwischen den Zuständen kommen
kann. Diese Energiebarriere verhindert unterhalb einer kritischen Temperatur einen
Wechsel zwischen den verschiedenen elektronischen Konfigurationen (d
0→
DX
-
und
DX(2)
-→
DX
-
) trotz einer energetisch günstigeren Lage des DX
-
-Zustands. Für die
Gesamtheit der Donatoren folgt aus der Ladungsträgerneutralität Gleichung (3.13).
ND=nd++nd0+nDX−(+nDX(2)−)(3.13)
Die Besetzung des neutralen Ladungszustands
nd0
durch Elektronen ist abhängig von
der energetischen Lage des neutralen Ladungszustands
ED
, des DX-Zentrums
EDX
, des
Leitungsbandes
EC
und der Fermi-Energie
EF
. Unter der Annahme, dass sich die Fermi-
Energie in der Mitte zwischen
ED
und
EDX
befindet [
95
] und unter Berücksichtigung
eines angeregten Zustands
E2p
[
96
], kann
nd0
durch Gleichung
(3.14)
dargestellt werden
[
93
], wobei der
C
-Faktor die thermische Anregung vom ersten angeregten Zustand zu
höherliegenden angeregten Zuständen beinhaltet. Zudem gelten nach Trinh et al. [
93
]
die in Gleichung (3.15) dargestellten Zusammenhänge.
nd0=a+ND
1 + exp (ED−EF
kBT)+C·exp (E2p−ED
kBT)(3.14)
ED−EF=1
2(ED−EDX)
E2p −ED=3
4(EC−ED)
EC−EDX =4
3(E2p −ED) + 2 (ED−EF) = Ed
(3.15)
Der Übergang des Si-Donators in den metastabilen DX(2)
-
-Zustand kann erreicht
werden, wenn bei tiefen Temperaturen die Probe beleuchtet wird. Durch Absorption
der Photonen mit ausreichend hoher Energie, werden Elektronen aus dem stabilen
DX-Zentrum angeregt und relaxieren teilweise in den metastabilen DX(2)
-
-Zustand.
Von diesem metastabilen Zustand können die Elektronen thermisch in den neutralen
Ladungszustand angeregt werden. Steigt die Temperatur über einen kritischen Wert,
kann der DX(2)
-
-Zustand nicht aufrecht gehalten werden und die Si-Donatoren gehen
in den energetisch günstigeren stabilen DX
-
-Zustand über. Dieser Übergang ist zum
einen zeitabhängig und wird aufgrund der erhöhten Temperatur von der thermischen
Besetzung des d
0
, DX
-
, des angeregten Zustands und des Leitungsbands überlagert.
Die Besetzung des neutralen Ladungszustands d
0
vom DX(2)
-
-Zustand bei kleinen
Temperaturen ist durch Gleichung (3.16) gegeben.
nd0=a+ND
1 + exp (ED−EF
kBT)(3.16)
26
3.3. Elektrische Charakterisierungsmethoden
Die EPR-Messungen wurden in einem X-Band E500 Bruker Spektrometer bei Tempe-
raturen zwischen 5K und 290K durchgeführt. Zur Kühlung wurde flüssiges Helium
verwendet. Das magnetische Feld wurde zwischen 330,8 mT und 3428 mT variiert. Eine
Mikrowellenquelle mit
≈
9,4GHz wurde verwendet, um die elektronischen Übergänge
zu induzieren. Dazu wurde die Leistung der Mikrowellenquelle zwischen 0,01mW und
10mW variiert. Die Bestimmung der Spins (Elektronen) im neutralen Ladungszustand,
erfolgte durch eine kalibrierte Bruker-Software. Für Messungen der Spinkonzentration
nach Beleuchtung wurde eine 200W Halogenlampe verwendet. Das Probenvolumen
betrug je nach Signalintensität zwischen 0,022mm
3
und 0,115mm
3
. Die Gesamtheit der
Messparameter ist in Anhang F aufgelistet.
27
4 Einfluss des Substrat-Fehlschnitts auf die
AlN Oberflächenmorphologie
Für die Realisierung von UVC LEDs mit Emissionswellenlänge unterhalb von 250 nm
muss ein geeignetes Substrat verwendet werden, welches transparent ist, um Lichtextrak-
tion durch die Rückseite zu ermöglichen. Zusätzlich sollte das Substrat eine möglichst
geringe TDD aufweisen und das Wachstum von AlGaN-Schichten mit hohem Al-Gehalt
ermöglichen. Wie bereits in Kapitel 2.1 erwähnt, kommen für das Wachstum von AlGaN
mehrere Substrate wie monokristallines AlN und GaN, Si, SiC oder Saphir in Frage.
Aufgrund der nicht gegebenen Transparenz von Si (
Eg
=1,13eV [
97
]), SiC (
Eg
=3,0eV
[
98
]) und GaN (
Eg
=3,51eV [
99
]) müssen diese als Substrat für das Wachstum von
LEDs mit Lichtextraktion durch die Substratrückseitenemitter ausgeschlossen werden.
Da monokristallines AlN zur Zeit kaum kommerziell verfügbar ist und zudem bei Wellen-
längen kleiner 300nm aufgrund von Punktdefekten wie Aluminiumvakanzen, Sauerstoff
auf Stickstoffgitterplätzen und Sauerstoff-Vakanz-Komplexen stark absorbierend sein
kann [
53
], soll es hier nicht weiter betrachtet werden. Folglich verbleibt als nutzbares
Substrat Saphir.
Das Wachstum von AlGaN-Einzelschichten und LED-Heterostrukturen erfolgte während
dieser Arbeit auf AlN/Saphir-Vorlagen (engl. Templates)
3
. Dabei kamen zwei verschie-
denen Templates zum Einsatz: a) planares AlN/Saphir, und b) lateral überwachsenes
(ELO von engl. epitaxial lateral overgrowth) AlN/Saphir. Details zum Wachstum von
planarem AlN/Saphir und ELO AlN/Saphir sind in Reentilä et al. [
100
] und Küller et
al. [
101
] dargestellt. Beide Templates sind dabei transparent für Emissionswellenlängen
>
200nm, wobei ELO AlN/Saphir den Vorteil einer reduzierten TDD im Vergleich zu
planarem AlN/Saphir aufweist [102].
Für das Wachstum der LED-Heterostrukturen ist die Oberflächenmorphologie des Sub-
strats bzw. der (ELO) AlN/Saphir-Templates von entscheidender Rolle, wobei diese
wiederum vom Fehlschnitt des zugrundeliegenden Saphirs abhängt. Typischerweise
weisen die verwendeten ELO AlN/Saphir-Templates an der Oberfläche Makrostufen auf,
welche für das Wachstum der aktiven Zone störend sind, da sich an Stufenkanten ver-
stärkt Ga einbaut und somit die Zusammensetzung der Schicht inhomogen wird [
64
,
103
].
Eine Möglichkeit dies zu verhindern besteht darin, die Makrostufen zu planarisieren,
d.h. über geeignete Wachstumsbedingungen die Stufenhöhe auf monoatomare Stufen zu
reduzieren. Um diesen Schritt zu vermeiden, wurde die Abhängigkeit der Oberflächen-
morphologie, im Speziellen das Auftreten von Makrostufen, vom Fehlschnitt des Saphirs
mit einer Kombination aus HRXRD und optischer Justage untersucht. Der Fehlschnitt
α
bezeichnet dabei die Abweichung der Oberflächennormale von der c-Richtung des
Saphirs. Zur Bestimmung der c-Richtung des Saphirs werden dabei
ω
-
φ
RSMs aufge-
3
Das Wachstum von AlN auf Saphir sowie Strukturierung und laterales Überwachsen wurde von V.
Küller, A. Knauer und S. Hagedorn, FBH Berlin, durchgeführt und zur Verfügung gestellt.
29
KAPITEL 4. EINFLUSS DES SUBSTRAT-FEHLSCHNITTS
nommen [
104
]. In Kombination mit optischer Justage der Oberflächennormale kann die
Substratverkippung im XRD-Probenhalter ausgeschlossen werden.
(a)
0 90 180 270 360
20.6
20.8
21.0
21.2
21.4 [11-20]
[-1100][-1-120]
omega (°)
phi (°)
101
102
103
104
105
106
intensity
(arb. u.)
2 αtot
[1-100]
(b)
Abbildung 4.1:
Schematische Darstellung des XRD-Probenhalters zum Ausrichten der Oberflächennor-
male parallel zur Rotationsachse (a) und
ω
-
φ
RSM inkl. Sinus-Fit der Beugungsmaxima zur Bestimmung
des Fehlschnitts (b). (Skizze und HRXRD-Messung von J. Enslin, TU Berlin.)
In Abbildung 4.1 (a) ist der schematische Aufbau des XRD-Probenhalters zur optischen
Ausrichtung der Oberflächennormale des Wafers zu sehen. Ein kollimierter Laserstrahl
wird auf die Rotationsachse
φ
des Goniometers ausgerichtet. Die Reflektion wird anschlie-
ßend über zwei Spiegel auf einen 15 m weit entfernten Schirm geworfen. Rotiert man
den Probenhalter inkl. der Probe um die Rotationsachse, so präzessiert der Laserpunkt
auf dem Schirm, solange sich die Oberflächennormale nicht parallel zur Rotationsachse
befindet. Über zwei Stellschrauben am Probenhalter kann die Probe ausgerichtet werden
und Oberflächennormale und Rotationsachse parallelisiert werden. Ist dies der Fall,
werden
ω
-
φ
RSMs (bspw. (0006) Saphir) aufgenommen und die Maxima mit einem Sinus
angefittet (siehe Abbildung 4.1 (b)). Der Fehlschnitt des Substrats
αtot
ist dabei als
halber Wert der maximalen
ω
-Änderung bestimmt. Der Fehler
γ
ergibt sich dabei mit
Gleichung
(4.1)
aus dem minimal erreichten Präzessionsradius
dmin
(inkl. Laserpunkt-
durchmesser) des Laserstrahls sowie der Wegstrecke
L
vom Wafer zum Schirm. Zudem
ist es möglich, durch Messung der Saphir-Orientierung in der Ebene die verschiedenen
Anteile des Fehlschnittes in [11¯
20] und [¯
1100]-Richtung zu ermitteln.
γ=arctan dmin
L(4.1)
Saphir-Substrate mit zwei verschiedenen kommerziell verfügbaren Fehlschnitten von
α
=0,1
°
und
α
=0,2
°
in [
¯
1100]-Richtung wurden auf ihren tatsächlichen Fehlschnitt
untersucht. Es zeigte sich, dass der tatsächlich ermittelte Fehlschnitt für alle Substrate
innerhalb der vom Hersteller spezifizierten Fehlertoleranz von
±
0,1
°
lag. Für den
nominellen Fehlschnitt von 0,1
°
schwankte der ermittelte Fehlschnitt zwischen 0,08
°
±
0,008
°
und 0,13
°±
0,008
°
. Bei den Wafern mit nominellem 0,2
°
Fehlschnitt wurden
Werte zwischen 0,15
°±
0,008
°
und 0,23
°±
0,008
°
ermittelt. Es zeigte sich zudem, dass
der ermittelte Fehlschnitt innerhalb eines geschätzten Einlege- und Ausrichtefehlers
30
der Saphir [11
¯
20]-Richtung (Indizierung [11
¯
20] Saphir durch Flat des Herstellers
±
0,3
°
,
Einlegegenauigkeit ≈±2°) ausschließlich in die Saphir [¯
1100]-Richtung verläuft.
0 nm
20 nm
0 nm
20 nm
0.08° 0.09° 0.10° 0.12°
0.16° 0.20° 0.21° 0.23°
Abbildung 4.2:
Übersicht der Oberflächenmorphologien des ELO AlN/Saphirs für verschiedene
Fehlschnitte zwischen 0.08
°
und 0.23
°
. (Wachstum des ELO AlN/Saphir von A. Knauer, FBH Berlin.
AFM-Aufnahmen von J. Enslin, TU Berlin.)
Nachdem die Saphir-Substrate mit AlN am FBH überwachsen worden sind und den
ELO-Prozess durchlaufen haben, wurden von der Oberfläche Rasterkraftmikroskopie-
bilder
4
(AFM von engl. atomic force microscopy) aufgenommen. Eine Übersicht der
Oberflächenmorphologien ist in Abbildung 4.2 zu sehen. Es zeigt sich, dass sich die
Oberflächenmorphologie mit zunehmendem Fehlschnitt von wellenartig (
α≤
0.12
°
) nach
stufig (
α≥
0.16
°
) ändert. Die Höhenvariation der wellenartigen Oberfläche beträgt dabei
≈
4nm, die Stufenhöhe für
α≥
0.16
°
steigt mit zunehmendem Fehlschnitt von 12nm
auf 20nm.
Zwei AlN/Saphir-Templates mit einem Fehlschnitt von 0,12
°
(Abbildung 4.3(a, c, e))
und 0,16
°
(Abbildung 4.3(b, d, f)), welche den Übergang von wellenartiger Morphologie
zu stufenförmiger Morphologie markieren, sollen im Folgenden genauer untersucht
werden.
In Abbildung 4.3(a, b) sind AFM-Aufnahmen der beiden Oberflächen dargestellt.
Der dominante Wachstumsmodus für Proben mit geringem Fehlschnitt ist Stufenfluss
entlang der Saphir [
¯
1100]-Richtung. Für Proben mit großem Fehlschnitt ist der dominante
Wachstumsmodus Stufenbündelung entlang der Saphir [
¯
1100]-Richtung (AlN-Richtungen
sind 30
°
dazu verdreht). Betrachtet man in Abbildung 4.3(b) eine einzelne Terrasse im
4AFM-Aufnahmen mit Bruker Nanoscope III im contact-mode.
31
KAPITEL 4. EINFLUSS DES SUBSTRAT-FEHLSCHNITTS
[-1100]
[11-20]
0 nm
6 nm
0.12°
(a)
[-1100]
[11-20]
0 nm
13 nm
0.16°
(b)
2 µm
[-1100]
[0001] 0.12°
(c)
2 µm
[-1100]
[0001] 0.16°
(d)
[-1100]
[11-20]
0.12°
(e)
[-1100]
[11-20]
0.16°
(f)
Abbildung 4.3:
AFM- und TEM-Untersuchungen an AlN/Saphir mit einem Fehlschnitt von 0,12
°
(a, c, e) und 0,16
°
(b, d, f). AFM-Aufnahmen zur Veranschaulichung der Stufenflussrichtung (a, b)
[
105
]. Querschnitts-TEM-Aufnahmen mit sichtbaren SDs (c, d). Maskierung der Positionen mit großer
Steigung innerhalb der AFM-Aufnahmen zur Veranschaulichung der Pitverteilung (e, f). Alle Richtungen
entsprechen den Saphir-Richtungen, AlN-Richtungen sind 30
°
dazu verdreht. (Wachstum des ELO
AlN/Saphir von A. Knauer, FBH Berlin. AFM-Aufnahmen von J. Enslin, TU Berlin. TEM-Aufnahmen
von A. Mogilatenko, FBH Berlin. Figure (a) and (b) reprinted from A. Knauer et al., Physica Status
Solidi (b) 253, 1228, (2016), ©2016 WILEY-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, Weinheim.)
32
Detail, so sind gebogene Stufenkanten zu erkennen. Diese resultieren aus einem geringen
Anteil des Fehlschnitts in die Saphir [11
¯
20]-Richtung. Die Oberflächenmorphologie der
Proben mit großem Fehlschnitt ist demnach durch zwei Wachstumsmodi bestimmt:
Stufenbündelung entlang der Saphir [
¯
1100]-Richtung (Hauptanteil des Fehlschnittes)
sowie Stufenfluss auf den einzelnen Terrassen entlang der Saphir [11¯
22]-Richtung.
Neben der Oberflächenmorphologie hat die TDD sowie die Verteilung der TDs Einfluss
auf die Emissionseigenschaften der kompletten LED-Heterostruktur. Zur Bestimmung
der TDD und TD-Verteilung wurde Transmissionselektronenmikroskopie (TEM) an den
beiden ELO AlN/Saphir-Templates mit unterschiedlichem Fehlschnitt durchgeführt.
Die Querschnitts-TEM-Aufnahmen sind in Abbildung 4.3(c, d) dargestellt. In beiden
Fällen befinden sich, vergleichbar zu Kueller et al. [
106
] und Mogilatenko et al. [
103
],
die versetzungsreichen Gebiete oberhalb der Stege sowie die versetzungsarmen Gebiete
oberhalb der geätzten Gräben. Zudem kann bei beiden Proben an der Koaleszenzgrenze
die Entstehung von neuen TDs beobachtet werden (siehe Pfeile in Abbildung 4.3(c, d)).
Für die Probe mit dem geringen Fehlschnitt von 0,12
°
verlaufen diese Versetzungen
senkrecht zur Oberfläche. Für die Probe mit großem Fehlschnitt von 0,16
°
verlaufen
diese Versetzungen diagonal. Es konnte bereits von V. Küller gezeigt werden, dass es
sich bei diesen diagonal verlaufenden Versetzungen um Koaleszenzkorngrenzen handelt
[
102
], welche an der Oberfläche in einer Makrostufe resultieren. Die Makrostufen können
zu einer Reduktion der TDD beitragen, sobald sie den versetzungsreichen Bereich
kreuzen, wobei es zu einer Bündelung und teilweisen Annihilation der TDs kommt. Bei
genügend hoher Schichtdicke (
≈
10
µ
m) kreuzen die diagonal verlaufenden Makrostufen
die versetzungsreichen Gebiete ausreichend oft, um diese fast vollständig zu annihilieren
[
103
]. Dieser Effekt kann bei den Proben mit geringem Fehlschnitt aufgrund der nicht
vorhandenen Makrostufe nicht erwartet werden. Ausschließlich eine Reduktion über die
Gesamtschichtdicke, wie sie für GaN von Mathis et al. gezeigt wurde [
18
], kann erzielt
werden.
In Abbildung 4.3(e, f) sind die Bereiche mit großer Steigung aus den AFM-Bildern
(Abbildung 4.3(a, b)) maskiert, um versetzungsinduzierte Löcher (engl. Pits) in der
Oberfläche aufzuzeigen. Es ist zu erkennen, dass die Pitverteilung die Verteilung der
TDs aus Abbildung 4.3(c, d) widerspiegelt. Für AlN/Saphir mit kleinem Fehlschnitt von
0,12
°
ist ein
≈
2
µ
m breiter Bereich mit hoher TDD (1
×
10
10
cm
−2
) zu erkennen, welcher
von Bereichen mit reduzierter TDD (1,6
×
10
9
cm
−2
) flankiert wird. Für AlN/Saphir
mit großem Fehlschnitt von 0,16
°
ist eine vergleichbare Verteilung zu erkennen, wobei
die Bereiche mit hoher TDD (9,8
×
10
9
cm
−2
) an den Stufenkanten angrenzen, welche
in ihrer Position durch die diagonal verlaufenden Koaleszenzkorngrenzen bestimmt sind.
Zentral auf den Terrassen sind Bereiche mit geringer TDD (1
×
10
9
cm
−2
) erkennbar.
Diese befinden sich oberhalb der geätzten Gräben.
Zusammenfassend kann festgehalten werden, dass der Fehlschnitt der Saphir-Substrate
entscheidenden Einfluss auf die Oberflächenmorphologie des AlN hat. Für Fehlschnitt-
winkel
α <
0,12
°
ist eine wellenartige Oberflächenmorphologie mit Stufenfluss entlang der
Saphir [
¯
1100]-Richtung erkennbar, wohingegen für Fehlschnittwinkel
α >
0,16
°
Makro-
stufen entlang der Saphir [
¯
1100]-Richtung auftreten. Bei der untersuchten Schichtdicke
konnte kein bzw. ein vernachlässigbarer Einfluss auf die TDD festgestellt werden. Sollen
Saphir-Substrate mit großem Fehlschnitt genutzt werden, so muss in den darauf fol-
genden Schichten eine Planarisierung der Stufenbündel geschehen, um möglichst ebene
33
KAPITEL 4. EINFLUSS DES SUBSTRAT-FEHLSCHNITTS
aktive Zonen zu realisieren. Sie eröffnen jedoch zugleich die Möglichkeit einer weiteren
Defektreduktion bei ausreichend großer Schichtdicke.
34
5 Silizium-dotiertes AlxGa1−xN mit hohem
Aluminiumgehalt
Die untersuchten UV LEDs sollen eine Auskopplung des Lichts durch die Substratrück-
seite ermöglichen. Daher müssen alle Schichten unterhalb der aktiven Zone transparent
sein. Des Weiteren müssen die Schichten leitfähig sein und einen möglichst geringen
Widerstand besitzen. Zudem muss Relaxation der Schichten vermieden werden, um
keine neuen Versetzungen zu generieren und es sollte eine möglichst glatte Oberflächen-
morphologie angestrebt werden, um Zusammensetzungsinhomogenitäten, welche durch
verstärkten Ga-Einbau an Stufenkanten hervorgerufen werden, zu vermeiden [64].
Die Schwierigkeit bei der Realisierung von AlGaN:Si mit hohem Al-Gehalt von
x >
0,8,
welches als Stromspreizungsschicht für UV LEDs verwendet wird, liegt im oftmals
beobachteten Anstieg des spezifischen Widerstands mit steigendem Al-Gehalt der
Schichten von
≈
10
−3
Ωcm für
x
=0 über
≈
10
−2
Ωcm für
x
=0,7 auf
≈
10
2
Ωcm für
x
=1
[
85
,
107
–
112
]. Beispielsweise zeigte Collazo et al. [
112
], dass AlGaN:Si mit 0,7
< x <
1
auf monokristallinem AlN einen geringeren spezifischen Widerstand und höhere freie
Ladungsträgerdichten im Vergleich zu Wachstum auf AlN/Saphir ermöglicht, was auf
eine gesteigerte Materialqualität zurückgeführt wurde. Zudem konnte der Anstieg des
spezifischen Widerstands mit steigendem Al-Gehalt auf Kompensationseffekte zurück-
geführt werden, welche bei Wachstum auf AlN/Saphir, aufgrund einer höheren TDD,
bei geringeren Al-Gehalten auftreten. Nakarmi et al. [
85
] konnte für
AlGaN:Si
mit
0,7
< x <
1 auf AlN/Saphir zeigen, dass die Bildung von kompensierenden Akzeptoren
(V
Al
) durch die Kontrolle des Sauerstoffeinbaus vermieden werden kann, um einen
niedrigen spezifischen Widerstand und hohe freie Ladungsträgerdichten zu erreichen.
Neben Kompensations- und Selbstkompensationseffekten ist für AlGaN:Si Schichten mit
x >
0,8 zudem entscheidend, dass die Aktivierungsenergie, aufgrund eines Übergangs des
Siliziums vom flachen Donator zum DX-Zustand, ansteigt [
93
,
108
]. Weniger untersucht
ist die Abhängigkeit der elektrischen Eigenschaften von AlGaN:Si von der Si-Dotierung.
Beispielsweise konnte Taniyasu et al. [
113
] für AlGaN:Si mit 0,49
< x <
1 auf 4H-SiC
zeigen, dass die Si-Konzentration einen wesentlichen Einfluss auf die Ladungsträgerdichte
und damit die Leitfähigkeit der Schichten hat, da es bei überdotierten Schichten zu
Selbstkompensationseffekten kommt.
Im folgenden Kapitel soll die Realisierung von Si-dotiertem Al
x
Ga
1−x
N erläutert werden,
welches als Stromspreizungsschicht für UV LEDs mit Emissionswellenlänge unterhalb
von 250nm verwendet werden kann. Es sollen dabei die Wachstumsgrundlagen so-
wie morphologische, optische und elektrische Eigenschaften untersucht werden. Alle
Schichten wurden auf ELO AlN/Saphir-Templates mit einer TDD von
≈
1
×
10
9
cm
−2
bei einem Reaktordruck von 200mbar, einem V/III-Partialdruckverhältnis von
≈
700
und einer Oberflächentemperatur von 1070
°
C gewachsen. Als Ausgangsstoffe wurden
TMGa, TMAl, SiH
4
und NH
3
verwendet, als Trägergas wurde H
2
genutzt [
107
]. Die
35
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
Schichtstruktur der untersuchten Proben besteht aus einer 400 nm dicken AlN Puffer-
schicht, einer
≈
25 nm Gradientenschicht, bei welcher die Zusammensetzung von AlN auf
Al
x
Ga
1−x
N verändert wurde, einer 100 nm undotierten Al
x
Ga
1−x
N Schicht, sowie der
Si-dotierten Al
x
Ga
1−x
N Schicht. Die Schichtdicke des Si-dotierten Al
x
Ga
1−x
N variierte
dabei zwischen 1
μ
m und 1,6
μ
m, der Al-Gehalt
x
wurde zwischen 0,8 und 1 variiert
und das SiH
4
zu Gruppe-III (SiH
4
/III) Partialdruckverhältnis während des Wachstums
wurde zwischen 8 ×10−6und 2 ×10−4verändert.
5.1 Epitaxie und strukturelle Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
Um transparente, leitfähige Schichten zu realisieren, sollen zunächst die Wachstumsbe-
dingungen untersucht werden, welche erforderlich sind, um die gewünschten Al-Gehalte
zu realisieren. Dazu wurde das TMGa/(TMGa + TMAl)-Partialdruckverhältnis in der
Gasphase zwischen 0 und 0,137 über den TMGa-Partialdruck variiert.
0.00 0.05 0.10 0.15
80
85
90
95
100
linear fit
linear fit
aluminum content from XRD (%)
TMGa/(TMGa+TMAl) partial pressure ratio
ideal incorporation
1.0
1.2
1.4
1.6
1.8
2.0
growth rate (μm/h)
(a)
4.6 4.8 5.0 5.2 5.4 5.6 5.8 6.0 6.2 6.4
4
5
6
7
8
AlN:Si
αd (cm-1)
energy (eV)
Al0.81Ga0.19N:Si
270 260 250 240 230 220 210 200
wavelength (nm)
(b)
Abbildung 5.1:
Al-Gehalt und Wachstumsrate der AlGaN:Si-Schichten über das
TMGa/(TMGa + TMAl)-Partialdruckverhältnis während des Wachstums (a) sowie ausgewählte
Absorptionsspektren (b).
In Abbildung 5.1 (a) sind die mittels HRXRD ermittelten Zusammensetzungen sowie
die in situ bestimmten GR über das TMGa/(TMGa + TMAl)-Partialdruckverhält-
nis (a) dargestellt. Der Al-Gehalt wurde dabei mittels RSMs nahe des AlN (10
¯
15)
Reflexes mit Hilfe der Gleichungen
(3.1)
und
(3.2)
(siehe Kapitel 3.2) bestimmt. Mit
steigendem TMGa-Partialdruck nimmt die GR der AlGaN-Schichten von
≈
1,2
μ
m/h
für P
TMGa
/(P
TMGa
+P
TMAl
) = 0 auf 1,8
μ
m/h für P
TMGa
/(P
TMGa
+P
TMAl
) = 0,136
aufgrund des steigenden Ausgangsstoffangebots zu. Gleichzeitig sinkt die resultieren-
de Aluminiumkonzentration innerhalb der Schichten von 100% auf 80%, wobei zu
beobachten ist, dass sich die Aluminiumkonzentration im Festkörper unterhalb der
Aluminiumkonzentration in der Gasphase befindet. Dies ist darauf zurückzuführen, dass
während des Wachstums Vorreaktionen zwischen den Ausgangsstoffen stattfinden. Es ist
davon auszugehen, dass TMAl in der Gasphase mit NH
3
reagiert und Al-Partikel bildet,
wodurch effektiv weniger Al zum Einbau zur Verfügung steht [
58
,
62
]. Des Weiteren kann
aufgrund der relativ hohen Temperaturen von einer starken Ga-Desorption ausgegangen
36
5.1. Epitaxie und strukturelle Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
werden. Der beobachtete Verlauf der Zusammensetzung der Schichten in Abhängigkeit
des Gasphasenangebots lässt den Schluss zu, dass der Verlust des Al aufgrund der
Gasphasenvorreaktionen stärker ausgeprägt ist als der Verlust von Ga aufgrund von
Desorption. In den Absorptionsspektren in Abbildung 5.1 (b) ist zu erkennen, dass für
alle Proben eine steile Absorptionskante vorliegt, welche sich mit steigendem Al-Gehalt
x
zu größeren Energien bzw. kürzeren Wellenlängen verschiebt. Für die realisierten
Zusammensetzungen, welche mittels HRXRD bestimmt worden sind, verschiebt sich
die Absorptionskante von 230 nm für
x
= 0,81 nach 205 nm für
x
= 1. Die Steilheit der
Absorptionskante spricht hierbei für eine homogene Zusammensetzung innerhalb der
Schichten.
5.1.1 Bestimmung der Zusammensetzung der AlGaN-Schichten
Zur Überprüfung der Zusammensetzung wurde wellenlängendispersive Röntgenspektro-
skopie (WDX von engl. wavelength dispersive X-ray spectroscopy) sowie Sekundärionen-
Massenspektroskopie (SIMS von engl. secondary ion mass spectroscopy) an einer Auswahl
der Proben durchgeführt. Details zu diesen Messungen sind in Kusch et al. [
114
,
115
]
ausgeführt.
70 75 80 85 90 95
100
70
75
80
85
90
95
100
error at SIMS = Ga-error
WDX
SIMS
SIMS (dedicated)
SIMS (LiU)
aluminum content (%)
aluminum content from XRD (%)
X = Y
linear fit
Abbildung 5.2:
Mittels WDX und
SIMS bestimmter Al-Gehalt der Al-
GaN-Schichten aufgetragen über den
aus HRXRD RSM bestimmten Al-
Gehalt (Daten teilweise enthalten in
[
114
,
115
]). (WDX-Messungen von G.
Kusch und R. W. Martin, Strathcly-
de University. SIMS-Messungen von
Evans Analytical Group [
116
]. SIMS-
Vergleichsdaten von D. Nilsson und
A. Kakanakova-Georgieva, Linköping
University.)
In Abbildung 5.2 sind die Ergebnisse dieser beiden Methoden über den Al-Gehalt
der Schichten, wie er mittels HRXRD bestimmt wurde, aufgetragen. Die aus WDX-
Messungen ermittelten Zusammensetzungen sind, bis auf einen Ausreißer bei
x
=0,88
(
y
= 0,92), mit den Werten aus HRXRD in guter Übereinstimmung und liegen deutlich
innerhalb des Fehlers. Der angegebene Fehler der WDX-Messungen stammt dabei primär
aus einem abgeschätzten systematischen Fehler von 3%. Dies spricht für die Verläss-
lichkeit der ermittelten Al-Konzentrationen der Proben. Die SIMS-Messungen müssen
etwas differenzierter betrachtet werden. Bei Standardmessungen
5
wurde festgestellt,
dass der bestimmte Al-Gehalt systematisch unterhalb der mittels
HRXRD
und WDX
bestimmten Konzentrationen liegt. Dabei ist die Abweichung für eine Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Pro-
be (
x
=0,74
±
0,13) größer als bei einer Al
0,95
Ga
0,05
N:Si Probe (
x
=0,91
±
0,045). Der
Fehler bezieht sich dabei auf die Standardabweichung der detektierten Ga-Konzentratio-
5Standard Messung: Messgenauigkeit: ±50%
37
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
nen. Da eine ähnliche Abweichung bei der Bestimmung der Zusammensetzung mittels
HRXRD und SIMS von ∆
x≈
0,05 für
x <
0,95 von D. Nilsson und A. Kakanakova-
Georgieva (Linköping University, Bestimmung des Al-Gehalts mittels SIMS ebenfalls
bei Evans Analytical Group.) beobachtet worden ist, wurden in Absprache mit der
Evans Analytical Group [
116
] SIMS-Messungen mit spezieller Genauigkeit zur Bestim-
mung der Zusammensetzung durchgeführt
6
. Die in Abbildung 5.2 gezeigten Werte
dieser SIMS-Messungen zeigen dabei für die Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Probe eine Zusammenset-
zung von
x
=0,86
±
0,028 sowie für die Al
0,95
Ga
0,05
N:Si Probe eine Zusammensetzung
von
x
=0,95
±
0,01. Bei den speziellen SIMS-Messungen liegen die bestimmten Al-
Konzentrationen oberhalb der mittels HRXRD und WDX bestimmten Werte und die
Abweichung wird größer für geringere Al-Gehalte. Die Ursache für diese Verhalten wird
darin vermutet, dass SIMS als Analysemethode grundsätzlich für die Detektion von
Verunreinigungen und Dotierungen ausgelegt ist. Des Weiteren, müssen für WDX- und
SIMS-Messungen Matrixeffekte und Aufladungseffekte der Probe berücksichtigt werden.
Bei den HRXRD-Messungen können Fehler durch falsch angenommene Literaturwerte
der AlN- und GaN-Gittekonstanten bzw. Elasitizitätsmodule oder über eine Abweichung
von Vegard
´
schen Gesetz hervorgerufen werden. Der Fehler wird dabei jedoch auf
<
1%
des Al-Gehalts geschätzt [
114
]. Im Rahmen der jeweiligen Fehler stimmen die mittels
HRXRD, WDX und SIMS bestimmten Al-Gehalte der Proben überein. Da im Gegen-
satz zu WDX und SIMS bei HRXRD keine Standards verwendet werden müssen sowie
aufgrund des geringsten Fehlers, werden im Folgenden die mittels HRXRD bestimmten
Werte für die Zusammensetzung der Proben verwendet.
5.1.2 Untersuchung des Siliziumeinbaus in AlGaN
Neben der Zusammensetzung ist die Si-Konzentration der Schichten von Interesse.
Zur Bestimmung wurden SIMS-Messungen sowie WDX-Messungen genutzt [
114
]. Für
die WDX-Messungen wurde ausgehend vom ermittelten Si-Anteil (in Atom-%) die
Konzentration berechnet. Dazu wurde eine lineare Interpolation der Anzahl der Atome
von 8,76
×
10
22
cm
3
für GaN zu 9,58
×
10
22
cm
3
für AlN, aufgrund des sich ändernden
Volumens der Einheitszellen, berücksichtigt.
In Abbildung 5.3(a) ist die mittels WDX bestimmte Si-Konzentration über den Al-
Gehalt der Proben dargestellt und mit dem SiH
4
/III-Verhältnis farbkodiert. Es zeigt
sich, dass für ein konstantes SiH
4
/III-Verhältnis die Si-Konzentration unabhängig vom
Al-Gehalt der Proben ist. In Abbildung 5.3 (b) ist die mittels WDX und SIMS bestimmte
Si-Konzentration für alle Proben aus Abbildung 5.3(a) über das SiH
4
/III-Verhältnis
während des Wachstums aufgetragen. Es zeigt sich, dass die mit beiden Methoden
bestimmte Si-Konzentration linear mit dem Angebot in der Gasphase ansteigt, wobei
der mittels SIMS bestimmte Anstieg um einen Faktor von
≈
2 geringer ist. Die Ursache
für den Unterschied in der Si-Konzentrationsbestimmung konnte nicht abschließend
geklärt werden. Mögliche Ursachen sind Aufladungseffekte und Matrixeffekte, welche
bei beiden Methoden auftreten können. Details sind in Kusch et al. [
114
] dargestellt. Im
Folgenden stammen die angegebenen Si-Konzentrationen aus den WDX-Messungen, da
hier für jede Probe eine Messung vorliegt. Zusätzlich zur Si-Konzentration wurde bei den
SIMS-Messungen Kohlenstoff und Sauerstoff gemessen. Die detektierte Kohlenstoffkon-
6Spezielle Messung: Messgenauigkeit: ±20%
38
5.1. Epitaxie und strukturelle Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
80 85 90 95 100
1018
1019
[Si] concentration (cm-3)
aluminum content (%)
10-5
10-4
SiH4/III ratio
(a)
01x10-4 2x10-4 3x10-4
1018
1019
linear fit
WDX
SIMS (EAG)
SIMS (RTG)
not included in fit
[Si] concentration (cm-3)
SiH4/III ratio
linear fit
(b)
Abbildung 5.3:
Mittels WDX bestimmte Si-Konzentration der Al
x
Ga
1−x
N:Si Proben aufgetragen über
den Al-Gehalt und farbkodiert mit dem SiH
4
/III-Verhältnis (a) sowie mittels WDX und SIMS bestimmte
Si-Konzentration aufgetragen über das SiH
4
/III-Partialdruckverhältnis (b)[
114
,
115
]. (WDX-Messungen
von G. Kusch und R. W. Martin, Strathclyde University. SIMS-Messungen von Evans Analytical Group
[116] und RTG Mikroanalyse GmbH [117].)
zentration ist mit 1
×
10
17
cm
−3
-2
×
10
17
cm
−3
am Detektionslimit der SIMS-Messung,
Sauerstoff konnte in Konzentrationen zwischen 1
×
10
17
cm
−3
und 1
×
10
18
cm
−3
nach-
gewiesen werden
7
. Da die Sauerstoff- und Kohlenstoffkonzentration im Vergleich zur
Si-Konzentration gering ist, wird von einem vernachlässigbaren Einfluss auf die elektri-
schen Eigenschaften ausgegangen.
5.1.3 Morphologie und Verspannung der AlGaN-Schichten
Die Al
x
Ga
1−x
N:Si Schichten sollen als Stromspreizungsschicht für die UV LEDs dienen.
Um das Wachstum der darauffolgenden MQW aktiven Zone mit möglichst geringen
Zusammensetzungsinhomogenitäten, welche an Stufenkanten auftreten [
64
] sowie ohne
Relaxation und der damit einhergehenden Generation von Versetzungen zu gewährleisten,
ist neben der Zusammensetzung und der Si-Konzentration innerhalb der Schichten auch
die Oberflächenmorphologie und der Verspannungsgrad der Schichten von Interesse. Um
den Einfluss der TDD auf die Oberflächenmorphologie und Verspannung der Schichten
zu überprüfen, wurde Al
0,8
Ga
0,2
N:Si mit einer Schichtdicke von 1,2
μ
m auf planarem
AlN/Saphir sowie ELO AlN/Saphir abgeschieden.
Vergleicht man die resultierenden Oberflächenmorphologien, so ist in Abbildung 5.4
deutlich zu erkennen, dass das AlGaN:Si auf planarem AlN/Saphir (a) eine Vielzahl
von Rissen und kleinen Pits aufweist. Beim AlGaN:Si auf ELO AlN/Saphir (b) treten
diese nicht auf. Die Oberfläche bei Wachstum auf ELO AlN/Saphir ist von 1
μ
m-4
μ
m
großen und
≈
30 nm hohen Hügeln dominiert. Untersuchungen des Fehlschnitts der
Probe auf ELO AlN/Saphirs ergaben einen Fehlschnittwinkel von
α
=0,23
°
, welcher,
wie in Kapitel 4 gezeigt wurde, zur Ausbildung von Makrostufen führt. Diese sind nach
dem Wachstum von 1,2
μ
mAl
0,8
Ga
0,2
N:Si jedoch nicht mehr vorhanden. Bei einem
Fehlschnittwinkel von 0,30
°
sind neben den Hügeln noch Reste von Makrostufen sichtbar
7
Die Sauerstoffkonzentration der Proben wurde durch ein Leck innerhalb der Glovebox hervorgerufen.
39
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
0 nm
30 nm
on planar AlN/sapphire
10 -2
TDD ~ 1 x 10 cm
(a)
0 nm
30 nm
on ELO AlN/sapphire
8 -2
TDD ~ 5 x 10 cm
(b)
Abbildung 5.4:
Lichtmikroskopieaufnahmen von Al
0,8
Ga
0,2
N:Si auf planarem AlN/Saphir (a) und
ELO AlN/Saphir (b). AFM-Aufnahmen der Oberflächen sind in den Insets von (a) und (b) dargestellt.
(AFM-Aufnahme in (a) von P. Röder, TU Berlin.)
[
118
]. Es ist demnach möglich, Makrostufen mit 1,2
µ
m Al
0,8
Ga
0,2
N:Si zu überwachsen,
wenn der Fehlschnittwinkel des Substrats ausreichend klein ist.
Einer der entscheidendsten Unterschiede dieser beiden Templates ist die TDD. Diese
wurde mittels HRXRD des (0002) und (30
¯
32) Reflexes auf 3,7
×
10
10
cm
−2
für Wachstum
auf planarem AlN/Saphir sowie 2,3
×
10
9
cm
−2
für Wachstum auf ELO AlN/Saphir
abgeschätzt. Mittels ECCI (engl. electron channeling contrast imaging) konnte die
TDD der AlGaN:Si-Schicht auf ELO AlN/Saphir auf (1,2
±
0,2)
×
10
9
cm
−2
, in guter
Übereinstimmung zur TDD des ELO AlN/Saphir-Templates aus HRXRD, bestimmt
werden
8
. Dabei ist der Anteil der EDs auf 97%
±
1% bestimmt worden. In Abbildung 5.5
ist die ECCI-Messung dargestellt, wobei in der unteren Hälfte die identifizierten EDs
in Gelb und die SDs in Magenta dargestellt sind. Zudem konnte Kusch et al. mittels
Kathodolumineszenzspektroskopie (CL von engl. cathodoluminescence spectroscopy)
feststellen, dass die SDs an den Spitzen der Hügel lokalisiert sind [
118
]. Dies folgt aus
einer lokal erhöhten GR an Stufenkanten, welche SDs an der Oberfläche anbieten [
119
]
und dadurch zum Zentrum eines spiralförmigen Hügels werden.
Die TDD hat einen wesentlichen Einfluss auf die Verspannung der Schichten sowie
die Rissbildung. Versuche von Brunner et al. [
120
] haben für GaN:Si gezeigt, dass die
Krümmung des Wafers, für Schichten mit hoher TDD von
≈
2
×
10
9
cm
−2
, abhängig
von der Si-Dotierung ist. Dabei nimmt mit steigender Schichtdicke des GaN:Si, bei
konstanter Dotierung, die konkave Krümmung zu, wodurch es beim Überschreiten einer
kritischen Schichtdicke zur Bildung von Rissen kommt. Für GaN:Si Schichten gleicher
Dotierung auf einem GaN-Substrat mit geringer TDD von
<
5
×
10
7
cm
−2
konnte dabei
keine Änderung der Krümmung festgestellt werden. Forghani et al. [
121
] konnte mittels
µ
-Photolumineszenz-Messungen an (Al)GaN:Si zeigen, dass dieses Verhalten durch den
Einbau der Si-Atome in der Nähe von durchstoßenden EDs zu erklären ist. Dabei weisen
EDs einen Verspannungsdipol, also einen kompressiven Anteil sowie einen tensilen Anteil
8
ECCI-Messung, Bestimmung der TDD und Versetzungstyp-Identifizierung von M. Nouf-Allehiani,
Strathclyde University.
40
5.1. Epitaxie und strukturelle Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
Abbildung 5.5:
ECCI von
Al
0,8
Ga
0,2
N:Si auf ELO AlN/Saphir.
Im unteren Teil sind EDs in Gelb
sowie SDs in Magenta gekennzeichnet.
(ECCI-Messung und Versetzungstyp-
Identifizierung von M. Nouf-Allehiani,
Strathclyde University.)
auf. Der Einbau der Si-Atome in der Nähe der Versetzungen und die Wechselwirkung
mit deren Verspannungsdipolen führt zum Klettern der Versetzungen sowie zur Kom-
pensation des kompressiven Anteils. Es verbleibt ein effektiver tensiler Anteil, welcher
bei ausreichend hoher TDD und Schichtdicke zu Relaxation und Rissbildung führt.
0.5 1.0 1.5 2.0 2.5
0.08
0.10
0.12
0.14
0.16
0.18
0.20
reflectance
time (h)
-50
0
50
100
curvature (km
-1
)
AlN Al0.8Ga0.2NAl0.8Ga0.2N:Si Abbildung 5.6:
Reflexionsmessung
(schwarz) und Krümmungsradius (rot)
einer Al
0,8
Ga
0,2
N:Si-Schicht auf ELO
AlN/Saphir.
Dies zeigt in Abbildung 5.6 die Krümmungsmessung während des Wachstums einer
Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Schicht auf ELO AlN/Saphir. Während des Wachstums der AlN Puffer-
schicht bleibt die Krümmung des Wafers konstant bei
≈
70 km
−1
, da diese unverspannt
aufwächst. Beim Wechsel zu undotiertem Al
0,8
Ga
0,2
N reduziert sich die Krümmung
linear, da das AlGaN aufgrund seiner größeren Gitterkonstante kompressiv wächst und
somit die konkave Krümmung reduziert. Wird anschließend Al
0,8
Ga
0,2
N:Si gewachsen,
ändert sich die Linearität der Krümmung. Dies resultiert aus der Kompensation der
kompressiven Verspannungsanteile der Versetzungen durch den Einbau von Si. Mit
steigender Schichtdicke nimmt die durch den Einbau von Gallium induzierte kompres-
sive Verspannung stetig ab und kann bei ausreichend hoher Schichtdicke zu tensilem
Wachstum führen. Bei der realisierten Schichtdicke von 1,2
μ
m ist das Wachstum von
41
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
Al
0,8
Ga
0,2
N:Si kompressiv, wodurch es zu keiner Rissbildung kommen kann, wie sie für
Wachstum auf planarem AlN/Saphir beobachtet wurde.
2.30 2.32 2.34
6.20
6.25
6.30
6.35
Q
z
(Å
-1
)
Q
x
(Å
-1
)
10
1
10
2
10
3
10
4
intensity
(arb. u.)
Al
0.7
Ga
0.3
N
Al
0.6
Ga
0.4
N
Al
0.8
Ga
0.2
N
Al
0.9
Ga
0.1
N
AlN
RSM (10.5)
planar AlN/Saphir
Al
0.8
Ga
0.2
N:Si
(a)
2.30 2.32 2.34
6.20
6.25
6.30
6.35
Al
0.7
Ga
0.3
N
Al
0.6
Ga
0.4
N
Al
0.8
Ga
0.2
N
Al
0.9
Ga
0.1
N
Qz(Å-1)
Q
x
(Å
-1
)
10
1
10
2
10
3
10
4
intensity
(arb. u.)
AlN
RSM (10.5)
ELO AlN/Saphir
Al
0.8
Ga
0.2
N:Si
(b)
Abbildung 5.7:
Reziproke Gitterkarten des AlN und Al
0,8
Ga
0,2
N(10
¯
15) Reflexes auf planarem
AlN/Saphir (a) und ELO AlN/Saphir (b). (Messung der HRXRD RSMs von J. Enslin, TU Berlin.)
Um die Qualität der Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Schichten auf planarem AlN/Saphir und ELO
AlN/Saphir zu vergleichen sowie den Verspannungszustand der Schichten zu ermitteln,
wurden RSMs nahe des (10
¯
15) Reflexes aufgenommen. Diese sind in Abbildung 5.7
dargestellt. Neben den (10
¯
15) Reflexen von AlN und Al
0,8
Ga
0,2
N:Si sind in diesen RSMs
die Verläufe für konstante Al-Gehalte bei variabler Verspannung sowie die Referenzli-
nie für unverspanntes Material zwischen AlN und GaN eingezeichnet. Zum einen ist
erkennbar, dass die AlN- und AlGaN-Reflexe auf planarem AlN/Saphir (a) im Vergleich
zu Wachstum auf ELO AlN/Saphir (b) eine deutlich größere Verbreiterung aufweisen.
Diese spiegelt sich jedoch nur unwesentlich in der FWHM der Reflexe wider, sondern
ist maßgeblich im Untergrund zu erkennen, welcher durch diffuse Streuung an Verset-
zungen hervorgerufen wird. Weiterhin ist erkennbar, dass das vorliegende planare AlN
tensil verspannt ist (
xx
(AlN) = 0,32%), wohingegen ELO AlN kompressiv verspannt ist
(
xx
(AlN) = -0,2%). Die AlGaN-Reflexe weisen für beide Templates nahezu den gleichen
Q
x
-Wert wie die dazugehörigen AlN-Reflexe auf. Der Verspannungsgrad unterscheidet
sich jedoch aufgrund der underschiedlichen AlN-Vorverspannung. Al
0,8
Ga
0,2
N:Si auf
planarem AlN/Saphir ist teilrelaxiert mit einem geringen kompressiven Anteil von
xx
(AlGaN) = -0,08%. Das Al
0,8
Ga
0,2
N:Si auf ELO AlN/Saphir ist wesentlich stärker
kompressiv verspannt mit
xx
(AlGaN) = -0,6%. Die Relaxationsgrade, welche aus der
Differenz des verwendeten AlN zur theoretischen unverspannten Position resultieren,
42
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
ergeben sich zu 57% für Wachstum auf planarem AlN/Saphir sowie 12% für Wachstum
auf ELO AlN/Saphir. Aufgrund der hohen kompressiven Verspannung des AlGaN:Si
auf ELO AlN/Saphir kann Rissbildung vermieden werden.
Es bleibt festzuhalten, dass Si-dotierte Al
x
Ga
1−x
N-Schichten mit 0,8
<x<
1 realisiert
wurden, welche für Emissionswellenlängen
<
250 nm geeignet sind. Der Al-Gehalt der
Schichten konnte mit HRXRD und WDX in guter Übereinstimmung bestimmt werden.
Der Si-Einbau verhält sich dabei linear mit dem Gasphasenangebot und ist unabhängig
vom Al-Gehalt. Aufgrund der hohen TDD und der damit einhergehenden Si-induzierten
tensilen Verspannung eignet sich planares AlN/Saphir nicht für das Wachstum von Si-
dotiertem AlGaN bei einer erforderlichen Schichtdicke von
>
1
μ
m. Al
x
Ga
1−x
N-Schichten
auf ELO AlN/Saphir können mit ausreichend hoher Schichtdicke rissfrei kompressiv
gewachsen werden und weisen eine hügelige Oberfläche auf.
5.2 Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von
AlxGa1−xN:Si
Um zu verifizieren, ob die vorliegenden Al
x
Ga
1−x
N:Si-Schichten für die LED-Heterostruk-
turen geeignet sind, sind vor allem die elektrischen Eigenschaften von entscheidender
Rolle. Dabei ist der spezifische Widerstand
ρ
der Schichten von Interesse. Mittels CRM
(siehe Kapitel 3.3) wurde der spezifische Widerstand bei Raumtemperatur bestimmt.
80 85 90 95 100
0.01
0.1
1
10
100
resistivity (Ωcm)
aluminum content (%)
0
1x1019
2x1019
3x1019
[Si] (cm-3)
(a)
01x10
19
2x10
19
3x10
19
10
-2
10
-1
10
0
10
1
10
2
[Si] concentration (cm
-3
)
resistivity (
Ω
cm)
80
82
84
86
88
90
92
94
96
98
100
Al content (%)
(b)
Abbildung 5.8:
Mittels CRM gemessene spezifische Widerstände der n-AlGaN-Schichten aufgetragen
über den Al-Gehalt (a) sowie über die mittels WDX bestimmte Si-Konzentration[
107
,
108
]. (CRM-
Messungen von A. Knauer, FBH Berlin.)
In Abbildung 5.8 (a) ist der spezifische Widerstand über den Al-Gehalt der Schichten
aufgetragen und mit der Si-Konzentration farbkodiert. In Abbildung 5.8 (b) ist der
spezifische Widerstand über die Si-Konzentration aufgetragen. Die farbliche Kodierung
entspricht dabei dem Al-Gehalt. Es ist zu erkennen, dass:
(i)
der spezifische Widerstand bei konstanter Si-Konzentration mit steigendem Al-
Gehalt exponentiell ansteigt.
43
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
(ii)
der spezifische Widerstand bei konstantem Al-Gehalt mit steigender Si-Konzentra-
tion zunächst abnimmt und nach Durchlaufen eines Minimums wieder ansteigt.
(iii)
das Minimum des spezifischen Widerstands mit steigendem Al-Gehalt zu kleineren
Si-Konzentrationen verschoben ist.
(iv) der Bereich der optimalen Dotierung mit steigendem Al-Gehalt schmaler wird.
Der exponentielle Anstieg des spezifischen Widerstands mit steigendem Al-Gehalt
ist in der Literatur vielseitig beobachtet und ausgiebig diskutiert [
85
,
107
,
112
,
113
].
Weniger diskutiert ist das Verhalten des spezifischen Widerstands bei Variation der Si-
Konzentration. Taniyasu et al. [
113
] konnte zeigen, dass bei Überschreiten eines kritischen
SiH
4
/III-Verhältnisses bzw. einer kritischen Si-Konzentration die Ladungsträgerdichte
bei Raumtemperatur einbricht. Dieses Verhalten wird mit Selbstkompensationseffekten
assoziiert.
Das Verhalten des spezifischen Widerstands der AlGaN:Si-Schichten ist von der Be-
weglichkeit
µ
und der Ladungsträgerdichte
n
abhängig (Gleichung
(3.7)
), wobei die
Ladungsträgerdichte von der Donatordichte
ND
, der Akzeptordichte
NA
und der Aktivie-
rungsenergie
Ed
beeinflusst wird (Gleichung
(3.11)
). Des Weiteren kann die Aktivierungs-
energie des flachen Donators durch den Übergang in einen DX-Zustand stark beeinflusst
sein. Um das Verhalten des spezifischen Widerstands genauer zu untersuchen, wurden
temperaturabhängige Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw, Hall-Effekt-Messun-
gen sowie EPR-Messungen durchgeführt. In den folgenden Abschnitten sollen zunächst
die Ergebnisse der einzelnen Messmethoden vorgestellt werden. Anschließend werden die
temperaturabhängigen Verläufe anhand der entsprechenden Gleichungen
(3.9)
,
(3.11)
,
(3.14)
,
(3.15)
und
(3.16)
angenähert, um die energetischen Niveaus des Si-Donators, die
Donator- und Akzeptordichte und die Aktivierungsenergie zu bestimmen und es wird
ein Vergleich der verschiedenen Messmethoden dargestellt werden. Teile der folgenden
Betrachtungen sind in [107] und [108] dargestellt.
5.2.1 Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw
Für die Bestimmung des temperaturabhängigen Widerstands mittels Van-der-Pauw
Methode wurden zwei Probenserien evaluiert.
(A)
Variation des Al-Gehalts zwischen 0,85
< x <
0,96 bei konstanter Si-Konzentration
von [Si] = 1 ×1019 cm−3(SiH4/III= 5,7×10−5).
(B)
Variation der Si-Konzentration zwischen 3,3
×
10
18
cm
−3<
[Si]
<
1,1
×
10
19
cm
−3
(9,7×10−6<SiH4/III<6,6 ×10−5) bei konstantem Al-Gehalt von x=0,95.
In Abbildung 5.9 sind die temperaturabhängigen Widerstände der beiden Probenserien
A (a) und B (b) zwischen 300 K und 720 K aufgetragen. Mit steigendem Al-Gehalt
der Proben (siehe (a)) steigt der spezifische Widerstand bei 300K, vergleichbar zu
CRM, von 0,04 Ωcm für
x
=0,85 auf 5 Ωcm für
x
=0,96 exponentiell an. Mit steigender
Temperatur nimmt dieser für alle Proben ab. Dabei ist auffällig, dass die Abnahme des
spezifischen Widerstands für die Probe mit einem Al-Gehalt von
x
=0,95 wesentlich
stärker ausfällt als für die Proben mit geringerem Al-Gehalt. Für hohe Temperaturen
von 720K liegt der spezifische Widerstand für alle Proben in der selben Größenord-
nung von
≈
0,03Ωcm. Für die Proben mit konstantem Al-Gehalt von
x
=0,95 (siehe
44
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
1234
10
-2
10
-1
10
0
10
1
resistivity (Ωcm)
T
-1
(1000/K)
Series A: [Si] = 1 x 10
19
cm
-3
x = 0.85
x = 0.87
x = 0.96
1000 800 600 400500 300
temperature (K)
(a)
1234
10
-2
10
-1
10
0
10
1
resistivity (
Ω
cm)
T
-1
(1000/K)
Series B: x = 0.95
[Si] = 3.3 x 10
18
cm
-3
[Si] = 7.0 x 10
18
cm
-3
[Si] = 8.4 x 10
18
cm
-3
[Si] = 9.9 x 10
18
cm
-3
[Si] = 1.1 x 10
19
cm
-3
1000 800 600 400500 300
temperature (K)
(b)
Abbildung 5.9:
Temperaturabhängiger spezifischer Widerstand für Al
x
Ga
1−x
N:Si Proben bei Variation
des Al-Gehalts (a) und Variation der Si-Konzentration (b)[
108
]. (Widerstandsmessungen von H. Pingel,
TU Berlin.)
Abbildung 5.9 (b)), nimmt der spezifische Widerstand bei 300 K mit steigender Si-
Konzentration zunächst ab, anschließend wieder zu und für die höchste Si-Konzentration
erneut leicht ab. Dieses Verhalten ist ebenfalls bei CRM beobachtet worden. Bei 720 K
fällt der spezifische Widerstand jedoch mit steigender Si-Konzentration von 0,15 Ωcm
für [Si] = 3,3
×
10
18
cm
−3
auf 0,04 Ωcm für [Si] = 1,1
×
10
19
cm
−3
. Die Ursache dieses
Verhaltens muss im temperaturabhängigen Verhalten der Ladungsträgerdichte
n
oder
Mobilität
μ
der Ladungsträger gesucht werden (vgl. Gleichung
(3.7)
). Grundsätzlich
konnte festgestellt werden, dass die bestimmten Widerstände mittels Van-der-Pauw
Methode bei 300 K einen Faktor 1.5 - 2 unterhalb der Werte mittels CRM liegen. Die-
se Abweichung tritt für alle Proben gleichermaßen auf und könnte unter Umständen
darauf zurückzuführen sein, dass der Messkopf des kontaktlosen Verfahrens etwas zu
groß für die verwendeten Probenstückchen war, welche zudem asymmetrisch vorlagen
(1/4
×
2 ”). Denkbar wäre zudem eine Erwärmung der Probe durch den angelegten
Strom, welcher jedoch nur 10
μ
A bis 100
μ
A betrug. Die temperaturabhängigen Wi-
derstandskurven wurden mit einem Arrheniusverhalten angenähert (Gleichung
(3.9)
),
um die Aktivierungsenergie zu bestimmen. Diese wird, zusammen mit den ermittelten
Aktivierungsenergien aus Hall-Effekt und EPR-Messungen, in Abschnitt 5.2.6 diskutiert.
5.2.2 Hall-Effekt-Messungen
Um das temperaturabhängige Verhalten des spezifischen Widerstands erklären zu
können, wurden Hall-Effekt-Messungen an den Probenserien A und B im gleichen
Temperaturbereich von 300 K bis 720 K durchgeführt. Wie in Abschnitt 3.3 erläutert
wurde, können daraus das temperaturabhängige Verhalten der Ladungsträgerdichte
n
sowie, mit den ermittelten spezifischen Widerständen, das temperaturabhängige
Verhalten der Mobilität
μ
bestimmt werden. Zudem ergibt sich die Möglichkeit nach
Gleichung (3.11), die Aktivierungsenergie Edzu bestimmen.
45
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
123450
10
15
10
16
10
17
10
18
10
19
10
20
Series A: [Si] = 1 x 10
19
cm
-3
x = 0.85
x = 0.87
x = 0.96
charge carrier density (cm
-3
)
T
-1
(1000/K)
2000 1000 500 300
200
temperature (K)
(a)
o
123450
10
15
10
16
10
17
10
18
10
19
10
20
Series B: x = 0.95
[Si] = 3.3 x 10
18
cm
-3
[Si] = 7.0 x 10
18
cm
-3
[Si] = 8.4 x 10
18
cm
-3
[Si] = 9.9 x 10
18
cm
-3
[Si] = 1.1 x 10
19
cm
-3
charge carrier density (cm
-3
)
T
-1
(1000/K)
2000 1000 500 300 200
temperature (K)
(b)
Abbildung 5.10:
Temperaturabhängige Ladungsträgerdichte für Al
x
Ga
1−x
N:Si Proben bei Variation
des Al-Gehalts (a) und Variation des SiH
4
/III-Verhältnisses (b)[
108
]. (Hall-Effekt-Messungen von H.
Pingel, TU Berlin.)
In Abbildung 5.10 sind die temperaturabhängigen Ladungsträgerdichten der Proben-
serie A mit Variation des Al-Gehalts bei konstanter Si-Konzentration (a) und der
Probenserie B mit Variation der Si-Konzentration bei konstantem Al-Gehalt (b) zwi-
schen 300 K und 720 K dargestellt. Mit steigendem Al-Gehalt sinkt die Ladungsträ-
gerdichte bei 300 K deutlich von 4
×
10
18
cm
−3
für
x
=0,85 über 3
×
10
18
cm
−3
für
x
=0,87 auf 2
×
10
16
cm
−3
für
x
= 0,96. Betrachtet man die temperaturabhängige La-
dungsträgerdichte der Proben in Abhängigkeit vom Al-Gehalt, so ist ersichtlich, dass die
Ladungsträgerdichte für die Probe mit
x
= 0,96 wesentlich stärker ansteigt als für die
Proben mit geringerem Al-Gehalt und alle Proben bei 720 K eine Ladungsträgerdichte
von 6
×
10
18
cm
−3
-1
×
10
19
cm
−3
aufweisen. Aufgrund einer ähnlichen Mobilität (siehe
unten) können die vergleichbaren Ladungsträgerdichten bei hohen Temperaturen die
vergleichbaren Widerstände aus den Messungen nach Van-der-Pauw erklären. Die ver-
gleichbare Ladungsträgerdichte bei hohen Temperaturen lässt zudem vermuten, dass die
Donatorkonzentration in allen Proben ähnlich ist. Die Abnahme der Ladungsträgerdichte
bei Raumtemperatur mit steigendem Al-Gehalt der Proben ist demnach nicht durch
eine Abnahme der Donatordichte bedingt. Aufgrund der Besetzung des Leitungsbandes
in Abhängigkeit von der Fermi-Verteilung muss diese Abnahme aus einer tieferliegenden
Fermi-Energie, welche durch Kompensation über Akzeptoren oder tiefe Störstellen
hervorgerufen wird, oder einem tieferliegenden Donatorniveau resultieren, wodurch die
Aktivierungsenergie steigt. Die Auswertung der Aktivierungsenergie und der energeti-
schen Niveaus wird in Abschnitt 5.2.4 und 5.2.6 genauer diskutiert. Betrachtet man das
temperaturabhängige Verhalten der Ladungsträgerdichte der Proben mit ansteigender
Si-Konzentration bei konstantem Al-Gehalt von
x
= 0,95 (siehe Abbildung 5.10 (b)), so
nimmt diese bei 300 K zunächst von 1,2
×
10
16
cm
−3
auf 6
×
10
16
cm
−3
zu, fällt anschlie-
ßend auf 2
×
10
16
cm
−3
ab und steigt für die Probe mit der höchsten Si-Konzentration
erneut auf 4,4
×
10
16
cm
−3
an. Dieses Verhalten ist indirekt proportional zum Verhalten
des spezifischen Widerstands und, vergleichbar zu den Proben mit variiertem Al-Gehalt,
die maßgebliche Ursache für den beobachteten Verlauf des Widerstands. Bei 720 K
erkennt man, dass die Ladungsträgerdichte stetig mit steigender Si-Konzentration von
46
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
8
×
10
17
cm
−3
auf 4
×
10
18
cm
−3
ansteigt. Aufgrund des linearen Anstiegs der Si-Kon-
zentration mit dem SiH
4
/III-Verhältnis (siehe Abbildung 5.3) kann von einem Anstieg
der Donatordichte ausgegangen werden. Da der Anstieg der Ladungsträgerdichte mit
steigendem SiH
4
/III nur bei hohen Temperaturen beobachtet wird, ist davon auszugehen,
dass sich die energetischen Niveaus der Donatoren und der Fermi-Energie mit steigendem
SiH
4
/III-Verhältnis tiefer in die Bandlücke schieben. Eine ausführliche Diskussion der
Lage der energetische Niveaus erfolgt in Abschnitt 5.2.4.
Um den Einfluss der Beweglichkeit der Ladungsträger auf den spezifischen Widerstand
zu ermitteln, wurde dieser aus den temperaturabhängigen Hall-Effekt-Messungen und
Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw nach Gleichung (3.7) ermittelt.
300 400 500 600 700
800
30
40
50
60
70
80 Series A: [Si] = 1 x 10
19
cm
-3
x = 0.85
x = 0.87
x = 0.96
mobility (cm2/Vs)
temperature (K)
(a)
300 400 500 600 700 800
30
40
50
60
70
80
Series B: x = 0.95
[Si] = 3.3 x 1018 cm-3
[Si] = 7.0 x 1018 cm-3
[Si] = 8.4 x 1018 cm-3
[Si] = 9.9 x 1018 cm-3
[Si] = 1.1 x 1019 cm-3
mobility (cm2/Vs)
temperature (K)
(b)
Abbildung 5.11:
Temperaturabhängige Beweglichkeiten für Al
x
Ga
1−x
N:Si Proben bei Variation des
Al-Gehalts (a) und Variation des SiH
4
/III-Verhältnisses (b). (Widerstands- und Hall-Effekt-Messungen
zur Bestimmung der Beweglichkeiten von H. Pingel, TU Berlin.)
In Abbildung 5.11 sind die temperaturabhängigen Beweglichkeiten der Probenserie
A und B zwischen 300 K und 720 K dargestellt. Für Probenserie A mit variablem Al-
Gehalt bei konstanter Si-Konzentration (a) fällt die Beweglichkeit der Ladungsträger bei
300 K mit steigendem Al-Gehalt von 51 cm
2
V
−1
s
−1
für
x
=0,85 auf
≈
36 cm
2
V
−1
s
−1
für
x
= 0,96 ab. Da dieser Bereich der Beweglichkeit durch Streumechanismen an ionisierten
Störstellen dominiert wird, kann vermutet werden, dass mit steigendem Al-Gehalt
die Dichte der ionisierten Störstellen zunimmt. Mit steigender Temperatur nimmt die
Beweglichkeit der Ladungsträger zu, was durch einen geringeren Einfluss der Streuung
an ionisierten Störstellen hervorgerufen wird. Nach Erreichen eines Maximums neh-
men die Beweglichkeiten wieder ab. Die Reduktion der Beweglichkeit mit steigender
Temperatur, welche durch Phononenstreuung verursacht wird, ist für alle Proben ver-
gleichbar. Bei 720 K liegt die Beweglichkeit für alle Proben bei
≈
42 cm
2
V
−1
s
−1
.Aus
der Überlagerung der Streumechanismen an ionisierten Störstellen und Phononen ergibt
sich eine Verschiebung der maximalen Beweglichkeit zu kleineren Absolutwerten bei
höheren Temperaturen mit steigendem Al-Gehalt. Das temperaturabhängige Verhal-
ten der Beweglichkeit der Proben mit variabler Si-Konzentration bei konstantem Al-
Gehalt von
x
= 0,95 in Abbildung 5.11 (b) zeigt eine Reduktion der Beweglichkeit bei
300 K mit steigender Si-Konzentration von 76 cm
2
V
−1
s
−1
für [Si] = 3,3
×
10
18
cm
−3
auf
29 cm
2
V
−1
s
−1
für [Si] = 1,1
×
10
19
cm
−3
. Im Gegensatz zu den Widerstandsmessungen
47
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
ist keine Ausbildung eines Maximums oder Minimums zu beobachten. Da dieser Bereich
der Beweglichkeit durch Streuung an ionisierten Störstellen dominiert wird, kann davon
ausgegangen werden, dass mit steigender Si-Konzentration die Dichte der ionisierten
Störstellen im Material zunimmt. Betrachtet man die Beweglichkeiten bei 720K, so
liegt diese für alle Proben bei
≈
50cm
2
V
−1
s
−1
. Der Einfluss der Phononenstreuung ist
demnach für alle Proben gleich. Aufgrund der Überlagerung der beiden Streumecha-
nismen flachen die temperaturabhängigen Verläufe der Beweglichkeit mit steigender
Si-Konzentration ab und das Maximum der Beweglichkeit verschiebt sich zu höheren
Temperaturen.
Für beide Probenserien kann festgestellt werden, dass sich die temperaturabhängigen
Beweglichkeiten um einen Faktor
<
2 ändern. Die Änderung der Beweglichkeit in Ab-
hängigkeit vom Al-Gehalt oder der Si-Konzentration liegt innerhalb eines Faktors
<
3.
Es kann festgehalten werden, dass die Änderung des spezifischen Widerstands bei 300 K
mit steigendem Al-Gehalt (Faktor 100) maßgeblich auf die Änderung der Ladungsträ-
gerdichte zurückgeführt werden kann. Die Änderung des spezifischen Widerstands mit
steigender Si-Konzentration (
≈
Faktor 8) ist in etwa gleich verteilt auf eine Änderung
der Ladungsträgerdichte wie auch auf eine Änderung der Beweglichkeit zurückzuführen,
wobei nur die Ladungsträgerdichte ein Maximum bei 300K aufweist. Um die tempe-
raturabhängigen Verläufe der Ladungsträgerdichte zu erklären, sollen im Folgenden
die energetischen Niveaus des Si-Donators mittels Elektronenspinresonanzmessungen
untersucht werden.
5.2.3 Messungen der Elektronenspinresonanz
Wie in Kapitel 3.3 gezeigt wurde, ist die Ladungsträgerdichte im Leitungsband von der
Donatordichte
ND
sowie von den energetischen Positionen der Donatorzustände und
des Fermi-Niveaus abhängig. Um die temperaturabhängige Besetzung des neutralen
Ladungszustands zu bestimmen, wurden Elektronenspinresonanzmessungen durchge-
führt
9
. Dabei wurde die Besetzung des neutralen Ladungszustands in Dunkelheit, nach
Beleuchtung mit einer 200W Halogenlampe für kurze Zeit (
<
1min.) bei 5K und mit
kontinuierlicher Beleuchtung bestimmt.
In Abbildung 5.12 ist beispielhaft die temperaturabhängige Spinkonzentration einer
Al
x
Ga
1−x
N:Si Probe mit
x
=0,87 und [Si]=7,8
×
10
18
cm
−3
in Dunkelheit (schwarze
Quadrate), nach Beleuchtung (rote Kreise) und während Beleuchtung (grüne Dreiecke)
dargestellt. Die durchgezogenen Linien sind die Annäherung dieser Messdaten nach
Gleichung
(3.14)
und
(3.16)
. Der temperaturabhängige Verlauf der Spinkonzentration
in Dunkelheit beschreibt eine Anregung der Ladungsträger vom DX-Zustand (S=1,
EPR-inaktiv) in den neutralen Ladungszustand (S=1/2, EPR-aktiv) sowie der ther-
mischen Depopulation in den ersten angeregten Zustand bzw. das Leitungsband. Die
Spinkonzentration nach Beleuchtung ist bei gleicher Temperatur unterhalb von 50 K
höher als die in Dunkelheit gemessene. Ab einer Temperatur von
≈
50K sättigt die
Spinkonzentration und fällt ab
≈
75K auf die Messwerte in Dunkelheit, deren Verlauf
sie bei höheren Temperaturen folgt. Die höhere Spinkonzentration bei Messungen nach
Beleuchtung ist damit zu erklären, dass durch das Einstrahlen von Licht bei tiefen
Temperaturen die Ladungsträger in den metastabilen DX(2)-Zustand übergehen (siehe
9EPR-Messungen unter Anleitung von N. T. Son und X. T. Trinh (Linköping University).
48
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
0 50 100 150 200 250
300
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
1.4
1.6
1.8
ND = 2.4 x 1018 cm-3
EC - Ed0 = 107 meV
Ed0 - EDX- = 7.7 meV
x = 0.87, [Si] = 7.8 x 1018 cm-3
in darkness
after illumination
continuous illumination
spin concentration (10
18
cm
-3
)
temperature (K)
ND = 3.3 x 1018 cm-3
Ed0 - EDX2
- = 6.9 meV
Abbildung 5.12:
Temperatu-
rabhängige Spinkonzentration
einer Al
0,87
Ga
0,13
N:Si Probe
mit einer Si-Konzentration von
[Si] = 7,8
×
10
18
cm
−3
in Dunkelheit
(schwarze Vierecke), nach Beleuch-
tung (rote Kreise) und während
Beleuchtung (grüne Dreiecke).
Abschnitt 3.3.4). Durch die geringe energetische Separation dieses DX(2)-Zentrums zum
neutralen Ladungszustand werden bereits bei tieferen Temperaturen Ladungsträger
in den neutralen Ladungszustand angehoben, wo sie mittels EPR detektiert werden
können, aber nicht in den stabilen DX-Zustand relaxieren können. Ab einer kritischen
Temperatur von
≈
50 K wird die energetische Barriere zwischen dem neutralen Ladungs-
zustand und dem stabilen DX-Zentrum überwunden, sodass die Ladungsträger in diesen
Zustand übergehen.
Um die Existenz dieser energetischen Barriere zwischen dem neutralen Ladungszustand
und dem stabilen DX-Zentrum zu überprüfen, wurden EPR-Messungen während Be-
leuchtung durchgeführt (siehe Abbildung 5.12 (grüne Dreiecke)). Hierbei werden die
Ladungsträger kontinuierlich in das Leitungsband angeregt und können in den neu-
tralen Ladungszustand, das stabile DX-Zentrum und das metastabile DX(2)-Zentrum
relaxieren. Die ermittelte Spinkonzentration während Beleuchtung ist in guter Über-
einstimmung mit der Spinkonzentration nach Beleuchtung, was dafür spricht, dass die
Ladungsträger unterhalb einer kritischen Temperatur das DX(2)-Zentrum bzw. den
neutralen Ladungszustand auch ohne konstante Beleuchtung nicht verlassen. Zudem
zeigte sich, dass unterhalb der kritischen Temperatur (
≈
50 K) die Besetzung des neutra-
len Ladungszustands auch für lange Zeit (
>
15 min.) konstant bleibt und die ermittelte
Spinkonzentration keine Hysterese bei Variation der Temperatur zeigt. Der neutrale
Ladungszustand und das DX(2)-Zentrum sind folglich für T
<
50 K im thermischen
Gleichgewicht. Bei Überschreiten der kritischen Temperatur ist eine zeitliche Änderung
der Spinkonzentration beobachtbar, bei der die Si-Atome in den stabilen DX-Zustand
übergehen. Sobald die Energiebarriere zwischen dem neutralen Ladungszustand und dem
stabilen DX-Zentrum überwunden ist, befinden sich alle Zustände des Si-Donators (d
0
,
DX
-
, DX(2)
-
) im thermischen Gleichgewicht. Der energetische Abstand des metastabilen
DX(2)-Zustands zum neutralen Ladungszustand ist mit 8 meV - 11 meV relativ gering [
93
]
(siehe auch Abschnitt 5.2.4). Zudem ist die Existenz eines metastabilen DX(2)-Zentrums
bei der Bestimmung der Donatorkonzentration mittels Gleichung
(3.14)
nicht berück-
sichtigt. Für die Beispielprobe in Abbildung 5.12 wurde die Donatorkonzentration für
die Messungen nach Beleuchtung auf
ND
=3,3
×
10
18
cm
−3
bestimmt. Aus Messungen in
Dunkelheit wurde die Donatorkonzentration auf
ND
=2,4
×
10
18
cm
−3
bestimmt. Dieser
49
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
Wert müsste aufgrund der Besetzung des metastabilen DX(2)-Zentrums mindestens auf
die ermittelte Donatorkonzentration nach Beleuchtung korrigiert werden. Ohne Wissen
über die Besetzung des stabilen DX-Zentrums bei Messungen nach Beleuchtung kann
der Korrekturfaktor jedoch nicht quantifiziert werden. Es soll daher festgehalten werden,
dass die mittels EPR in Dunkelheit bestimmten Donatorkonzentrationen unterschätzt
werden.
Zur Bestimmung der energetischen Lage des neutralen Ladungszustands, des DX-
Zentrums und des metastabilen DX(2)-Zentrums in Abhängigkeit vom Al-Gehalt und
der Si-Konzentration wurden Elektronenspinresonanzmessungen an vier Probenserien
durchgeführt. Diese sind teilweise in Mehnke et al. [108] dargestellt.
(B)
Variation der Si-Konzentration zwischen 3,3
×
10
18
cm
−3<
[Si]
<
1,1
×
10
19
cm
−3
(9,7 ×10−6<SiH4/III<6,6 ×10−5) bei konstantem Al-Gehalt von x= 0,95.
(C)
Variation des Al-Gehalts zwischen 0,82
<x<
0,89 bei konstanter Si-Konzentration
von [Si] = 4,8 ×1018 cm−3(SiH4/III=2×10−5).
(D)
Variation der Si-Konzentration zwischen 4,6
×
10
18
cm
−3<
[Si]
<
2,8
×
10
19
cm
−3
(1,9 ×10−5<SiH4/III<1,8 ×10−4) bei konstantem Al-Gehalt von x= 0,82.
(E)
Variation der Si-Konzentration zwischen 7,8
×
10
18
cm
−3<
[Si]
<
2,4
×
10
19
cm
−3
(4,1 ×10−5<SiH4/III<1,4 ×10−4) bei konstantem Al-Gehalt von x= 0,86.
EPR-Messungen an Probenserie C (Variation Al-Gehalt)
Abbildung 5.13:
Temperatu-
rabhängige Spinkonzentration
der Al
x
Ga
1−x
N:Si Proben mit
0,82
<x<
0,89 bei konstanter Si-Kon-
zentration von [Si] = 4,8
×
10
18
cm
−3
(Probenserie C) [108].
0 50 100 150 200 250
300
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
spin concentration (10
18
cm
-3
)
temperature (K)
Series C: [Si] = 4.8 x 1018 cm-3
x = 0.82
x = 0.87
x = 0.89
In Abbildung 5.13 sind die korrigierten gemessenen Spinkonzentrationen
nd0
(Anzahl
der Donatoratome im neutralen Ladungszustand) von Probenserie C über die Tempera-
tur aufgetragen. Mit steigender Temperatur nimmt die Spinkonzentration der Proben
zunächst zu, erreicht ein Maximum und nimmt danach wieder ab. Dieses Verhalten
entspricht, wie in Kapitel 3.3 beschrieben wurde, einer Anregung des Si-Atoms aus dem
negativ geladenen DX-Zustand in den neutralen Ladungszustand und einem anschlie-
ßenden Übergang der Elektronen in den angeregten Zustand bzw. ins Leitungsband. Mit
steigendem Al-Gehalt nimmt die maximale Spinkonzentration von
nd0
=1,05
×
10
18
cm
−3
für
x
=0,82 auf
nd0
=2
×
10
17
cm
−3
für
x
= 0,89 ab, was mit einer reduzierten Dona-
50
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
torkonzentration sowie einem größeren energetischen Abstand zwischen DX-Zentrum
und neutralem Ladungszustand assoziiert werden kann. Betrachtet man die Tieftem-
peraturflanke der Spinkonzentration, so erkennt man, dass diese mit steigendem Al-
Gehalt flacher und zu höheren Temperaturen verschoben ansteigt. Dies kann damit
assoziiert werden, dass die energetische Position des DX-Zentrums tiefer unter dem
Donatorniveau liegt und somit mehr Energie benötigt wird, um das Si-Atom in den
neutralen Ladungszustand zu bringen. Zudem verschiebt sich die Position der maximalen
Spinkonzentration zu höheren Temperaturen mit steigendem Al-Gehalt der Proben.
Dieses Verhalten kann mit einem tiefer liegenden Donatorniveau assoziiert werden,
da die Elektronen mehr Energie benötigen, um in den angeregten Zustand bzw. das
Leitungsband überzugehen.
Um die Donatorkonzentration sowie die Lage der energetischen Niveaus des neutralen
Ladungszustands und des DX-Zustands der Si-Donatoren zu bestimmen, wird der
temperaturabhängige Verlauf mit Gleichung
(3.14)
angenähert (durchgezogene Linien).
Eine quantitative Auswertung der bestimmten Parameter wird in Abschnitt 5.2.4 und
5.2.5 erläutert.
EPR-Messungen an Probenserie D (Variation Si-Konzentration, x = 0,82)
0 50 100 150 200 250
300
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2 Series D: x = 0.82
[Si] = 4.6 x 1018 cm-3
[Si] = 1.0 x 1019 cm-3
[Si] = 2.8 x 1019 cm-3
spin concentration (10
18
cm
-3
)
temperature (K)
Abbildung 5.14:
Temperatur-
abhängige Spinkonzentration der
Al
0,82
Ga
0,18
N:Si Proben bei Varia-
tion der Si-Konzentration zwischen
4,6
×
10
18
cm
−3
und 2,8
×
10
19
cm
−3
(Probenserie D).
In Abbildung 5.14 sind die temperaturabhängigen korrigierten Spinkonzentrationen
der Probenserie B aufgetragen. Es zeigt sich, dass nur die Al
0,82
Ga
0,18
NProbemit
der kleinsten Si-Konzentration von [Si] = 4,6
×
10
18
cm
−3
bis zu höheren Temperaturen
(
>
50 K) vermessen werden konnte. Bei den beiden Proben mit höherer Si-Konzentrati-
on waren der Q-Faktor (Maß für die Güte des Mikrowellenresonators) zu gering, was
auf Wirbelströme innerhalb der Probe zurückzuführen ist. Bei einer Reduktion des
Probenvolumens konnte der Q-Faktor erhöht werden, was jedoch die Intensität der
Absorptionsspektren reduzierte. Es konnten folglich nur Spektren bis 50 K aufgenommen
und ausgewertet werden. Vergleicht man die Tieftemperaturflanken der Spinkonzentra-
tionen, so ist der Anstieg zwischen 5 K und 30 K für alle drei Proben annähernd gleich.
Dies lässt auf eine vergleichbare energetische Position des DX-Zentrums unterhalb des
Donatorniveaus schließen. Oberhalb von 30 K weichen die Kurven voneinander ab, es
51
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
ist jedoch nicht eindeutig bestimmbar, ob dieser Effekt aus einem geringen Q-Faktor
resultiert oder von einer geringeren Donatorkonzentration oder einem flacheren Do-
natorniveau hervorgerufen wird. Diese Probenserie wird daher in der Auswertung der
elektrischen Eigenschaften nicht weiter betrachtet. Die Probe mit der geringsten Si-
Konzentration ist ebenfalls in Probenserie C enthalten.
EPR-Messungen an Probenserie E (Variation Si-Konzentration, x = 0,86)
Abbildung 5.15:
Temperatur-
abhängige Spinkonzentration der
Al
0,86
Ga
0,14
N:Si Proben mit Varia-
tion der Si-Konzentration zwischen
7,8
×
10
18
cm
−3
und 2,4
×
10
19
cm
−3
(Probenserie E) [108].
0 50 100 150 200 250
300
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
1.4
1.6
1.8
2.0
2.2 Series E: x = 0.86
[Si] = 7.8 x 1018 cm-3
[Si] = 1.1 x 1019 cm-3
[Si] = 1.2 x 1019 cm-3
[Si] = 1.6 x 1019 cm-3
[Si] = 2.4 x 1019 cm-3
spin concentration (10
18
cm
-3
)
temperature (K)
In Abbildung 5.15 ist die temperaturabhängige Spinkonzentration von Probenserie E
dargestellt. Die Probe mit der höchsten Si-Konzentration von [Si] = 2,4
×
10
19
cm
−3
wird zunächst aus der Betrachtung herausgenommen. Mit steigender Si-Konzentration
nimmt die maximale Spinkonzentration von
nd0
=1,2
×
10
18
für [Si] = 7,8
×
10
18
cm
−3
auf
nd0=1,8×1018 für [Si] = 1,6 ×1019 cm−3zu. Dieses Verhalten kann auf eine steigende
Donatorkonzentration zurückgeführt werden. Betrachtet man die Tieftemperaturflanke
der Spinkonzentration, ist zu erkennen, dass der Anstieg der Spins für alle Proben
vergleichbar ist, was mit einem vergleichbaren energetischen Abstand des DX-Zentrums
unterhalb des Donatorniveaus korreliert. Betrachtet man die Hochtemperaturflanke,
so ist auch hier der Abfall der Spinkonzentration, mit Ausnahme der Probe mit einer
Si-Konzentration von [Si] = 1,1
×
10
19
cm
−3
, vergleichbar. Dies korreliert mit einem
vergleichbaren energetischen Abstand des Donatorniveaus unterhalb des Leitungsbandes.
Bei der Probe mit einer Si-Konzentration von [Si] = 1,1
×
10
19
cm
−3
ist die Reduktion der
Spinkonzentrationen zu kleineren Temperaturen verschoben. Dies deutet darauf hin, dass
das Donatorniveau dieser Probe flacher unterhalb des Leitungsbandes liegt. Die Ursache
für dieses Verhalten konnte nicht bestimmt werden. Ein deutlich geringerer Al-Gehalt
dieser Probe konnte als Ursache mittels WDX- und HRXRD-Messungen ausgeschlossen
werden. Ein anderer Erklärungsansatz wäre ein energetisch höherliegendes Fermi-Niveau
und die daraus resultierende erhöhte Besetzungswahrscheinlichkeit des Leitungsbands.
Ursache hierfür könnte eine reduzierte Anzahl von kompensierenden Akzeptoren sein,
was mittels SIMS-Messungen bestätigt werden müsste. Es soll festgehalten werden, dass
quantitative Abweichungen der energetischen Niveaus und der Donatorkonzentration in
Abschnitt 5.2.4 und 5.2.5 auf dieses Verhalten zurückzuführen sind.
52
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
0 50 100 150 200 250
300
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8 x = 0.86, [Si] = 2.4 x 1019 cm-3
spin concentration (10
18
cm
-3
)
temperature (K)
Abbildung 5.16:
Temperatur-
abhängige Spinkonzentration der
Al
0,86
Ga
0,14
N:Si Probe mit der
höchsten Si-Konzentration von
[Si] = 2,4 ×1019 cm−3.
Ein deutlich abweichendes temperaturabhängiges Verhalten der Spinkonzentration zeigt
die Probe mit der höchsten Si-Konzentration von [Si] = 2,4
×
10
19
cm
−3
, welches in
Abbildung 5.16 dargestellt ist. Mit steigender Temperatur steigt die Spinkonzentration
langsamer an als die Vergleichsproben aus Probenserie E. Bei
≈
100 K scheint die
Spinkonzentration zu sättigen, steigt jedoch bei
≈
150 K erneut an. Das Maximum der
Spinkonzentration wird erst bei 250 K erreicht, liegt jedoch mit
nd0
=7
×
10
17
deutlich
unterhalb der maximalen Spinkonzentrationen der Vergleichsproben. Dieses Verhalten
(doppelter Anstieg der Spinkonzentration) kann nicht durch Gleichung
(3.14)
beschrieben
werden.
Die Ursache des zweiten Anstiegs der Spinkonzentration konnte nicht eindeutig iden-
tifiziert werden. Um den temperaturabhängigen Verlauf zu erklären, muss ein EPR-
inaktives energetisches Niveau existieren, welches die thermische Anregung in einen
EPR-aktiven Zustand ermöglicht. Mögliche Kandidaten für eine tiefliegende Störstelle
mit Donatorcharakter wären Sauerstoff oder Stickstoffvakanzenzen (V
N
)[
122
,
123
].
Dabei ist die Formierungsenergie der V
N
im Vergleich zur Formierungsenergie eines
Sauerstoff- und Si-Donators relativ groß, grundsätzlich kann ihr Auftreten jedoch nicht
ausgeschlossen werden. Für Al
0,82
Ga
0,18
N:Si Proben mit variierter Si-Konzentration
konnte mittels CL-Messungen das Auftreten ausgeprägter Defektlumineszenz gezeigt
werden [
118
]. Für Proben mit niedriger und mittlerer Dotierkonzentration wurden diese
Defektlumineszenzen Vakanzkomplexen (V
III
-V
N
und V
III
-O
N
) zugeordnet, welche
jedoch Akzeptorcharakter aufweisen [
124
,
125
] und somit das beobachtete Verhalten
nicht erklären können. Für Al
0,82
Ga
0,18
N:Si mit hoher Dotierung konnte deutliche De-
fektlumineszenz bei 3 eV gezeigt werden, welche Übergängen vom Si-Donator zu V
3-
N
zugeordnet wurde [
126
]. Zudem findet ein Umladungsprozess der V
N
von einfach auf
dreifach positiv geladen in Abhängigkeit von der Fermi-Energie statt [
127
]. Ob ein
temperaturabhängiger Umladungsprozess der V
N
stattfindet und ob diese Zustände
EPR-aktiv sind und insbesondere einen Wechsel der EPR-Aktivität ermöglichen, kann
hier nicht beantwortet werden. Für donatorartigen Sauerstoff konnte ein Übergang
in den DX-Zustand für Al-Gehalte
x>
0,27 festgestellt werden [
128
] und könnte das
beobachtete Verhalten erklären.
53
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
Um das temperaturabhängige Verhalten der Spinkonzentration anzunähern und die
Donatorkonzentration und die energetischen Niveaus zu bestimmen, wurde davon ausge-
gangen, dass das temperaturabhängige Verhalten dieser Probe von zwei verschiedenen
Donatoren bestimmt wird, deren Überlagerung zur Gesamt-Spinkonzentration bei-
trägt. Gleichung
(3.14)
wurde entsprechend modifiziert, um die Überlagerung von zwei
Donatoren und DX-Zentren zu berücksichtigen. Die Temperaturverläufe der beiden
angenommenen Donatoren sind in Abbildung 5.16 gestrichelt dargestellt. Dabei wird
das Maximum der Spinkonzentration des flacheren Donators bei T
≈
100 K erreicht.
Dies ist vergleichbar zu den Proben mit geringerer Dotierung und vermutlich dem Si-
Donator zuzuschreiben. Der zweite Anstieg wird einem tieferliegenden zweiten Donator
zugeschrieben. Es soll in Abschnitt 5.2.4 und 5.2.5 jedoch beachtet werden, dass dieses
Verhalten deutlich von den Vergleichsproben abweicht und keinerlei Interaktion der
beiden Donatoren in der modifizierten Gleichung berücksichtigt werden.
EPR-Messungen an Probenserie B (Variation Si-Konzentration, x = 0,95)
Abbildung 5.17:
Nach Beleuch-
tung ermittelte Spinkonzentration der
Al
0,95
Ga
0,05
N:Si Proben mit Varia-
tion der Si-Konzentration zwischen
3,3
×
10
18
cm
−3
und 1,1
×
10
19
cm
−3
(Probenserie B).
0 20 40 60 80 100 120 140
160
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
1.4
1.6
1.8
2.0
2.2 Series B: x = 0.95
[Si] = 3.3 x 1018 cm-3
[Si] = 4.9 x 1018 cm-3
[Si] = 7.0 x 1018 cm-3
[Si] = 8.4 x 1018 cm-3
[Si] = 9.9 x 1018 cm-3
[Si] = 1.1 x 1019 cm-3
spin concentration (10
18
cm
-3
)
temperature (K)
Bei den EPR-Messungen von Probenserie C (siehe Abbildung 5.13) ist ersichtlich,
dass die maximale Spinkonzentration mit steigendem Al-Gehalt deutlich abnimmt.
Dieses Verhalten kann durch eine geringere Donatorkonzentration oder durch einen
größeren energetischem Abstand zwischen DX-Zentrum und neutralen Ladungszustand
hervorgerufen werden. Aufgrund der in beiden Fällen resultierenden geringeren Besetzung
des neutralen Ladungszustands und damit einhergehenden geringeren Intensität der
Absorptionsspektren konnten für Proben mit einem Al-Gehalt
x>
0,9 keine EPR-
Spektren in Dunkelheit aufgenommen werden.
Um Informationen über die energetische Lage des metastabilen DX(2)-Zentrums so-
wie die Donatorkonzentration zu erhalten, wurden EPR-Messungen nach Beleuchtung
durchgeführt. In Abbildung 5.17 sind die korrigierten gemessenen Spinkonzentratio-
nen der Probenserie B über die Temperatur aufgetragen. Bei 5 K befinden sich die
Si-Atome durch die Beleuchtung im metastabilen DX(2)-Zustand (S = 1, EPR-inaktiv).
Mit steigender Temperatur steigt die Spinkonzentration für alle Proben vergleichbar an
und beschreibt den Übergang in den neutralen Ladungszustand (S=1/2, EPR-aktiv).
54
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
Die ermittelten Spinkonzentrationen wurden mittels Gleichung
(3.16)
bis 45K ange-
nähert (durchgezogene Linien). Die quantitative Auswertung der Donatordichte und
energetischen Position des metastabilen DX(2)-Zentrum findet in Kapitel 5.2.4 und 5.2.5
statt. Oberhalb der kritischen Temperatur (
≈
50K) ist die energetische Barriere vom
neutralen Ladungszustand zum stabilen DX-Zentrum überwunden und die messbare
Spinkonzentration nimmt ab. Dieser Prozess ist zeitabhängig und nicht quantitativ
auswertbar. Vergleicht man die gemessenen Spinkonzentrationen der Proben bei einer
Temperatur unterhalb der kritischen Temperatur (z.B.45K), so steigt die Spinkonzen-
tration von
nd0
=1,3
×
10
18
cm
−3
für [Si]= 3,3
×
10
18
cm
−3
auf
nd0
=1,7
×
10
18
cm
−3
für
[Si]=9,9
×
10
18
cm
−3
an. Für die höchste Si-Konzentration von [Si] = 1,1
×
10
19
cm
−3
nimmt die Spinkonzentration bei 45 K auf
nd0
=1,2
×
10
18
cm
−3
ab. Die Ursache für die
ansteigende Spinkonzentration könnte in einer ansteigenden Donatorkonzentration oder
in einem kleineren energetischen Abstand zwischen dem metastabilen DX(2)-Zustand
und dem neutralen Ladungszustand liegen. Die Abnahme der Spinkonzentration für die
höchste Si-Konzentration könnte in einer geringeren Donatorkonzentration oder einem
größeren Abstand zwischen metastabilen DX(2)-Zentrum und neutralen Ladungszustand
begründet liegen.
5.2.4 Bestimmung der Silizium-Donatorniveaus in AlGaN
Die temperaturabhängigen Spinkonzentrationen aus den EPR-Messungen in Dunkelheit
von Probenserie C und E lassen sich mit Gleichung
(3.14)
annähern, um mit den
Zusammenhängen aus
(3.15)
die energetischen Abstände zwischen Leitungsband und
Donatorniveau (
EC
-
Ed0
) und zwischen Donatorniveau und stabilem DX-Zentrum
(
Ed0
-
EDX−
) bzw. zwischen Leitungsband und stabilem DX-Zentrum (
EC
-
EDX−
) zu
bestimmen.
In Abbildung 5.18 sind der energetische Abstand vom Leitungsband zum Donatorniveau
(a, b), vom Donatorniveau zum stabilen DX-Zentrum (c, d) und vom Leitungsband zum
stabilen DX-Zentrum (e, f) über den Al-Gehalt (a, c, e) und die Si-Konzentration (b,
d, f) dargestellt. Für Probenserie C sind zudem Vergleichswerte von Trinh et al. [
93
]
dargestellt, welche mit einer Si-Konzentration von
≈
2
×
10
18
cm
−3
eine vergleichsweise
geringe Dotierung zu den hier analysierten Proben aufweisen.
Bei Variation des Al-Gehalts (Probenserie C, Abbildung 5.18(a)) steigt der energetische
Abstand vom Leitungsband zum neutralen Ladungszustand (
EC
-
Ed0
) von 56 meV für
x
=0,82 auf 106meV für
x
=0,89 mit steigendem Al-Gehalt der Proben an. Dabei ist
der Fehler für die Probe mit dem höchsten Al-Gehalt verhältnismäßig groß, da die
Abnahme der Spinkonzentration erst bei sehr hohen Temperaturen einsetzt und nur
wenige Datenpunkte zum Annähern zur Verfügung stehen (vgl. Abbildung 5.13). Der
energetische Abstand vom Leitungsband zum neutralen Ladungszustand ist in guter
Übereinstimmung zu Daten von Trinh et al., welche ihrerseits in guter Übereinstimmung
zu theoretischen Berechnungen der Ionisierungsenergie sind [
93
,
129
]. Der energetische
Abstand vom neutralen Ladungszustand zum stabilen DX-Zentrum (
Ed0
-
EDX−
) steigt
von 8meV für
x
=0,82 auf 58 meV für
x
=0,89 an (Abbildung 5.18 (c)). Einen deutlichen
Anstieg der energetischen Position des stabilen DX-Zentrums unterhalb des neutralen
Ladungszustands ab einem Al-Gehalt von
x
=0,83 wurde ebenfalls von Trinh et al. beob-
achtet [
93
]. Dabei ist der Anstieg der energetischen Position des DX-Zentrums unterhalb
55
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
75 80 85 90 95
100
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
Series C: [Si] = 4.8 x 1018 cm-3
Trinh et al.
guide to the eye
EC - Ed
0
(eV)
aluminum content (%)
(a)
01x1019 2x1019 3x1019
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25 Series E: x = 0.86
guide to the eye
EC - Ed0 (eV)
[Si] concentration (cm-3)
(b)
75 80 85 90 95 100
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
Series C: [Si] = 4.8 x 1018 cm-3
Trinh et al.
guide to the eye
Ed0 - EDX- (eV)
aluminum content (%)
(c)
01x1019 2x1019 3x1019
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25 Series E: x = 0.86
guide to the eye
Ed0 - EDX- (eV)
[Si] concentration (cm-3)
(d)
75 80 85 90 95 100
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
Series C: [Si] = 4.8 x 1018 cm-3
Trinh et al.
guide to the eye
EC - EDX- (eV)
aluminum content (%)
(e)
01x1019 2x1019 3x1019
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25 Series E: x = 0.86
guide to the eye
EC - EDX- (eV)
[Si] concentration (cm-3)
(f)
Abbildung 5.18:
Energetischer Abstand vom Leitungsband zum Donatorniveau (a, b), vom Donator-
niveau zum DX-Zentrum (c, d) und vom Leitungsband zum DX-Zentrum (e, f) aufgetragen über den
Al-Gehalt (a, c, e) und die Si-Konzentration (b, d, f) [
108
].In(a,c,e)sindzudemVergleichswertevon
Trinh et al. dargestellt [93].
56
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
des neutralen Ladungszustands mit steigendem Al-Gehalt vergleichbar. Die absoluten
Werte unterscheiden sich um
≈
30meV, wobei diese Diskrepanz auf die unterschiedlichen
Methoden zur Bestimmung des Al-Gehalts zurückgeführt werden kann. Eine Anpassung
des Al-Gehalts der Vergleichsdaten von Trinh et al. um ∆
x≈
0,05 (für
x <
0,9), was der
Diskrepanz in der Bestimmung des Al-Gehalts mittels SIMS und HRXRD entspricht
(TU Berlin: HRXRD, Trinh et al.: SIMS, vgl. Abbildung 5.2 in Abschnitt 5.1), bringt die
Daten in sehr gute Übereinstimmung. Für die elektrische Leitfähigkeit ist vor allem der
Abstand des energetisch tiefstliegensten Zustands zum Leitungsband entscheidend. Dazu
wurden die ermittelten Energieabstände vom Leitungsband zum neutralen Ladungs-
zustand und vom neutralen Ladungszustand zum stabilen DX-Zentrum addiert. Der
Abstand vom Leitungsband zum stabilen DX-Zentrum (
EC
-
EDX−
) von Probenserie C
ist in Abbildung 5.18(e) über den Al-Gehalt dargestellt und entspricht der Aktivierungs-
energie der Elektronen ins Leitungsband. Der energetische Abstand vom Leitungsband
zum stabilen DX-Zentrums nimmt von 64meV für
x
=0,82 auf 164meV für
x
=0,89 zu.
Der Anstieg ist dabei vergleichbar zu den bestimmten Werten von Trinh et al., welche
von 65meV für
x
=0,79 auf 240meV für
x
=1 ansteigen. Erneut bringt eine Korrektur
des Al-Gehalts von ∆
x≈
0,05 (für
x <
0,9) die Absolutwerte in gute Übereinstimmung.
Bei Variation der Si-Konzentration (Probenserie E, Abbildung 5.18(b)) erkennt man
eine leichte Abnahme des energetischen Abstands zwischen Leitungsband und neu-
tralem Ladungszustand (
EC
-
Ed0
) mit steigender Si-Konzentration von 107meV für
[Si]=7,8
×
10
18
cm
−3
auf 66meV für [Si]=2,4
×
10
19
cm
−3
. Der energetische Abstand
zwischen Leitungsband und neutralen Ladungszustand bei einer Si-Konzentration von
[Si]= 1,1
×
10
19
cm
−3
ist mit 44meV deutlich geringer, da bei dieser Probe die Abnahme
der Spinkonzentration, vermutlich aufgrund einer geringeren Akzeptorkonzentration, bei
einer vergleichsweise geringen Temperatur eingesetzt hat (vgl. Abbildung 5.15). Für die
Probe mit der höchsten Si-Konzentration von [Si]= 2,4
×
10
19
cm
−3
wurde ein doppelter
Anstieg der Spinkonzentration beobachtet, welcher vermutlich auf den Einbau eines
zweiten Donators zurückzuführen ist. Der energetische Abstand des neutralen Ladungs-
zustands dieses zweiten Donators (offener Kreis in Abbildung 5.18(b)) ist mit 109 meV
relativ groß. Die Bestimmung der energetischen Position des neutralen Ladungszustands
beider vermuteter Donatoren ist aufgrund einer kaum detektierbaren Abnahme der Spin-
konzentration (vgl. Abbildung 5.16) mit einem großen Fehler behaftet. In Anbetracht der
Fehler bei der Bestimmung der energetischen Position des neutralen Ladungszustands
kann keine Abhängigkeit von der Si-Konzentration nachgewiesen werden. Betrachtet
man in Abbildung 5.18 (d) den Abstand zwischen dem neutralen Ladungszustand und
dem stabilen DX-Zentrum (
Ed0
-
EDX−
), ist keine signifikante Änderung in Abhängig-
keit von der Si-Konzentration erkennbar. Das stabile DX-Zentrum liegt 8meV
±
2meV
unterhalb des neutralen Ladungszustands. Der energetische Abstand der DX-Zentren
unterhalb der zugehörigen neutralen Ladungszustände für die Probe mit der höchsten Si-
Konzentration von [Si]=2,4
×
10
19
cm
−3
und dem doppelten beobachteten Anstieg der
Spinkonzentration liegt bei 15meV und 78meV. Dabei ist besonders die Bestimmung
der energetischen Position des tiefliegenden DX-Zentrums mit einem großen Fehler
behaftet, da der Anstieg der Spinkonzentration vom flachen Donator überlagert ist
(siehe Abbildung 5.16). Der energetische Abstand des tiefstliegensten Energieniveaus
zum Leitungsband (
EC
-
EDX−
), welcher entscheidend für die elektrische Leitfähigkeit
ist, ist in Abbildung 5.18(f) über die Si-Konzentration aufgetragen. Mit steigender Si-
57
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
Konzentration nimmt der energetische Abstand zwischen Leitungsband und stabilen
DX-Zentrum von 115 meV für [Si] = 7,8
×
10
18
cm
−3
auf 81 meV für [Si] = 2,4
×
10
19
cm
−3
ab, wobei der Datenpunkt bei einer Si-Konzentration von [Si] = 1,1
×
10
18
cm
−3
mit
54 meV deutlich tiefer liegt. Grundsätzlich ist der Abstand
EC
-
EDX−
vom Abstand
des neutralen Ladungszustands unterhalb des Leitungsbandes dominiert und unter
Berücksichtigung des Fehlers kann keine eindeutige Abhängigkeit von der Si-Konzentra-
tion festgestellt werden. Für den vermuteten zweiten Donator bei der Probe mit der
höchsten Si-Konzentration von [Si] = 2,4
×
10
19
cm
−3
steigt der energetische Abstand
vom Leitungsband zum stabilen DX-Zentrum deutlich auf 187 meV an, wobei dieser
Wert mit einem großen Fehler behaftet ist.
80 85 90 95 100
0.000
0.005
0.010
0.015
Trinh et al.
E
d
0
- E
DX2
-
(eV)
aluminum content (%)
0
1x10
19
2x10
19
3x10
19
[Si] (cm
-3
)
(a)
01x1019 2x1019 3x1019
0.000
0.005
0.010
0.015
Ed0 - EDX2- (eV)
[Si] concentration (cm-3)
80
82
84
86
88
90
92
94
96
98
100
Al content (%)
(b)
Abbildung 5.19:
Energetischer Abstand des metastabilen DX(2)-Zentrums zum Donatorniveau auf-
gertragen über den Al-Gehalt (a) und das SiH
4
/III-Verhältnis (b). In (a) sind zudem Vergleichsdaten
von Trinh et al. dargestellt [93].
Die energetische Position des metastabilen DX(2)-Zentrums unterhalb des neutralen
Ladungszustands (
Ed0
-
EDX(2)−
) wurde für Probenserie B (Variation der Si-Konzen-
tration, x= 0,95), eine Probe aus Probenserie C (x= 0,82, [Si] = 4,6 ×1018 cm−3), drei
Proben aus Probenserie E (Variation der Si-Konzentration,
x
= 0,86) sowie eine AlN:Si
Probe mit [Si] = 3,1
×
10
18
cm
−3
mittels Gleichung
(3.16)
anhand der temperaturab-
hängigen Verläufe der Spinkonzentration nach Beleuchtung bestimmt. Dieser ist in
Abbildung 5.19 über den Al-Gehalt (a) und die Si-Konzentration (b) dargestellt. Zudem
sind in (a) Vergleichsdaten von Trinh et al. [
93
] dargestellt, deren Si-Konzentration
bei [Si]=2
×
10
18
cm
−3
liegt. Es zeigt sich, dass der energetische Abstand zwischen
dem neutralen Ladungszustand und dem DX(2)-Zentrum für alle Proben, unabhän-
gig vom Al-Gehalt oder der Si-Konzentration, bei 7 meV
±
3 meV liegt und in guter
Übereinstimmung zu den Werten von Trinh et al. [93] ist.
5.2.5 Bestimmung der Donatorkonzentration der AlGaN-Schichten
Die Netto-Donatorkonzentration wurde durch Annähern der temperaturabhängigen
Verläufe der Spinkonzentration im neutralen Ladungszustand in Dunkelheit mit Glei-
chung
(3.14)
und nach Beleuchtung durch Gleichung
(3.16)
bestimmt. In Dunkelheit wird
dabei die Existenz des metastabilen DX(2)-Zentrums vernachlässigt, wodurch die Dona-
58
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
torkonzentration unterschätzt wird. Nach Beleuchtung befinden sich das metastabile
DX(2)-Zentrum und der neutrale Ladungszustand im thermischen Gleichgewicht, jedoch
kann eine Besetzung des stabilen DX-Zentrums nicht ausgeschlossen werden, wodurch
die bestimmten Donatorkonzentrationen unter Umständen ebenfalls unterschätzt werden
(vgl. Abschnitt 5.2.3). Die Donator-, Akzeptor- und Netto-Donatorkonzentrationen aus
den Hall-Effekt-Messungen wurden durch Annähern der temperaturabhängigen Verläufe
der Ladungsträgerdichte mit Gleichung (3.11) bestimmt.
80 85 90 95 100
1017
1018
1019
1020
ND - NA (EPR in darkness)
ND - NA (EPR after illumination)
ND (Hall) NA (Hall)
ND - NA (Hall)
impurity concentration (cm-3)
aluminum content (%)
0
1x1019
2x1019
3x1019
[Si] (cm-3)
A
C
(a)
01x1019 2x1019 3x1019
1017
1018
1019
1020
B
E
impurity concentration (cm-3)
[Si] concentration (cm-3)
80
82
84
86
88
90
92
94
96
98
100
Al content (%)
x = y
ND - NA (EPR in darkness)
ND - NA (EPR after illumination)
ND (Hall) NA (Hall)
ND - NA (Hall)
B
(b)
Abbildung 5.20:
Ermittelte Donator-, Akzeptor- und Netto-Donatorkonzentrationen aus EPR- und
Hall-Effekt-Messungen aufgetragen über den Al-Gehalt (a) und die mittels WDX bestimmte Si-Konzen-
tration der Proben (b).
In Abbildung 5.20 sind die ermittelten Donator-, Akzeptor- und Netto-Donatorkon-
zentrationen über den Al-Gehalt (a) und die Si-Konzentration (b) der Proben aufge-
tragen. Die zusammenhängenden Probenserien A, B, C und E sind gekennzeichnet.
Zudem ist eine AlN:Si Probe mit einer Si-Konzentration von [Si] = 3,1
×
10
18
cm
−3
in die Abbildung mit aufgenommen. Die mittels EPR bestimmte Netto-Donatorkon-
zentration der Probenserie C (Variation des Al-Gehalts, Abbildung 5.20 (a)) nimmt
mit steigendem Al-Gehalt geringfügig von
ND
-
NA
=1,8
×
10
18
cm
−3
für
x
=0,82 auf
ND
-
NA
=1
×
10
18
cm
−3
für
x
= 0,89 ab. Dabei ist für die Probe mit
x
= 0,82 die be-
stimmte Netto-Donatorkonzentration in Dunkelheit und nach Beleuchtung in guter
Übereinstimmung. Da die Si-Konzentration laut WDX (vgl. Abschnitt 5.1) unabhän-
gig vom Al-Gehalt ist, indiziert dies, dass mit steigendem Al-Gehalt die Dichte von
kompensierenden Akzeptoren ansteigt. Eine quantitative Aussage über die kompen-
sierenden Akzeptoren kann jedoch nicht getroffen werden, da diese in den zugrunde
liegenden Gleichungen nicht berücksichtigt werden. Die Netto-Donatorkonzentration
der AlN:Si Probe liegt bei
ND
-
NA
=7,1
×
10
17
cm
−3
und passt trotz etwas geringe-
rer Si-Konzentration gut in den Verlauf. Vergleicht man dazu die mittels Hall-Effekt
ermittelte Netto-Donatorkonzentration der Probenserie A, so zeigt sich ein gegenläu-
figes Verhalten. Mit steigendem Al-Gehalt nimmt die Netto-Donatorkonzentration
von
ND
-
NA
=1,1
×
10
19
cm
−3
für
x
=0,85 auf
ND
-
NA
=5,4
×
10
19
cm
−3
für
x
=0,96
zu und liegt oberhalb der ermittelten Si-Konzentration von [Si] = 1
×
10
19
cm
−3
.Die
mittels EPR bestimmte Netto-Donatorkonzentration der Probe mit einem Al-Gehalt
von
x
= 0,85 beträgt
ND
-
NA
=2,8
×
10
18
cm
−3
und liegt somit ca. einen Faktor vier
59
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
unterhalb des mittels Hall-Effekt bestimmten Wertes. Unter Berücksichtigung des er-
mittelten Fehlers bei der Bestimmung der Donator- und Akzeptorkonzentrationen aus
den Hall-Effekt-Messungen kann keine Aussage über den Verlauf mit Änderung des
Al-Gehalts getroffen werden. Die Ursache für eine Netto-Donatorkonzentration ober-
halb der bestimmten Si-Konzentration, speziell für die Probe mit einem Al-Gehalt von
x
=0,96, könnte unter Umständen durch den Einbau eines zweiten Donators erklärt
werden. Mögliche Kandidaten für Störstellen mit Donatorcharakter wären Sauerstoff auf
einem Stickstoffgitterplatz (O
N
) oder Stickstoffvakanzen (V
N
) [
108
,
122
,
123
]. Da die
Sauerstoffkonzentration der mit SIMS gemessenen Proben jedoch mit 1
×
10
17
cm
−3
bis
1
×
10
17
cm
−3
verhältnismäßig gering ist (vgl. Abschnitt 5.1.2), könnten V
N
Ursache der
hohen ermittelten Donatorkonzentration sein. Zur Verifizierung müssten jedoch weitere
Messungen durchgeführt werden.
Betrachtet man in Abbildung 5.20(b) die Netto-Donatorkonzentration der Probenserie
E (Variation der Si-Konzentration,
x
=0,86), welche mittels EPR bestimmt wurde,
so nimmt diese mit steigender Si-Konzentration leicht von
ND
-
NA
=2,4
×
10
18
cm
−3
für [Si]=7,8
×
10
18
cm
−3
auf
ND
-
NA
=3,3
×
10
18
cm
−3
für [Si]=1,6
×
10
19
cm
−3
zu.
Bei der Probe mit der höchsten Si-Konzentration von [Si]=2,4
×
10
19
cm
−3
wurden
zwei verschiedene Anregungsmechanismen beobachtet, welche zwei verschiedenen Do-
natoren zugeordnet wurden (siehe Abbildung 5.16). Während der Übergang vom DX-
Zentrum in den neutralen Ladungszustand des Siliziums eine Abnahme der Netto-
Donatorkonzentration auf
ND
-
NA
=1
×
10
18
cm
−3
zeigt, ist die ermittelte Konzentrati-
on des vermuteten zweiten Donators mit
ND
-
NA
(2)=5,4
×
10
18
cm
−3
höher als die
aller anderen Proben. Die bestimmten Netto-Donatorkonzentrationen aus den EPR-
Messungen nach Beleuchtung sind in guter Übereinstimmung mit denen in Dunkelheit.
Die bestimmte Netto-Donatorkonzentration nach Beleuchtung für die Probe mit der
höchsten Si-Konzentration liegt zwischen den Netto-Donatorkonzentrationen der bei-
den Donatoren. Die Netto-Donatorkonzentration einer Probe aus Probenserie E mit
einer Si-Konzentration von [Si]=1,1
×
10
19
cm
−3
wurde ebenfalls mittels Hall-Effekt
bestimmt. Sie ist in guter Übereinstimmung mit der ermittelten Si-Konzentration aus
WDX-Messungen, wobei der Fehler relativ groß ist. Betrachtet man die aus EPR-
Messungen nach Beleuchtung ermittelte Netto-Donatorkonzentration von Probenserie
B (Variation der Si-Konzentration,
x
=0,95), kann kein eindeutiger Verlauf festge-
stellt werden. Die Netto-Donatorkonzentration nimmt von
ND-NA=3,7×1018 cm−3
für [Si]= 3,3
×
10
18
cm
−3
auf
ND
-
NA
=2,2
×
10
18
cm
−3
für [Si]= 7
×
10
18
cm
−3
ab und
steigt anschließend auf
ND
-
NA
=3,5
×
10
18
cm
−3
für [Si]=9,9
×
10
18
cm
−3
an. Für
die höchste Si-Konzentration von [Si]=1,1
×
10
19
cm
−3
nimmt die ermittelte Dona-
torkonzentration auf
ND
-
NA
=2,5
×
10
18
cm
−3
ab. Die Netto-Donatorkonzentration
von Probenserie B wurde ebenfalls mittels Hall-Effekt bestimmt. Diese nimmt mit
steigender Si-Konzentration von
ND
-
NA
=3,5
×
10
18
cm
−3
für [Si]=3,3
×
10
18
cm
−3
auf
ND
-
NA
=5,4
×
10
19
cm
−3
für [Si]= 9,9
×
10
18
cm
−3
exponentiell zu. Für die höchste
Si-Konzentration von [Si]= 1,1
×
10
19
cm
−3
nimmt die Netto-Donatorkonzentration auf
ND
-
NA
=3,8
×
10
19
cm
−3
ab. Alle ermittelten Netto-Donatorkonzentrationen liegen
oberhalb der mittels WDX bestimmten Si-Konzentrationen.
Vergleicht man die mittels EPR bestimmten Netto-Donatorkonzentrationen von Pro-
benserie B und E mit den Si-Konzentrationen aus WDX-Messungen (x=y Linie in
Abbildung 5.20(b)), so sind diese um einen Faktor 2 - 5 geringer. Dies kann in der
60
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
Unterschätzung der Netto-Donatorkonzentration, aufgrund der vernachlässigten me-
tastabilen DX(2)-Zentren in Gleichung
(3.14)
für Messungen in Dunkelheit bzw. die
nicht-berücksichtigte Besetzung des stabilen DX-Zentrums in Gleichung
(3.16)
, begrün-
det liegen. Des Weiteren müssen Kompensations- und Selbstkompensationseffekte in
Betracht gezogen werden, bei denen der Einbau von Akzeptorzuständen die Netto-
Donatordichte, speziell für hohe Si-Konzentrationen, reduziert. Taniyasu et al. konnte
durch Hall-Effekt-Messungen an Al
0,49
Ga
0,51
N:Si und AlN:Si feststellen, dass die La-
dungsträgerdichte bei 300K ab einer Si-Konzentration von
≈
1
×
10
19
cm
−3
einbricht
und assoziierte dieses Verhalten mit dem Einbau von Gruppe-III-Vakanzen (V
III
) [
127
]
oder Silizium auf einer Stickstoff-Gitterposition Si
N
[
113
]. Der verstärkte Einbau von
V
III
konnte ebenfalls von Kusch et al. an vergleichbaren Al
0,82
Ga
0,18
N:Si Proben mit
hoher Si-Konzentration gezeigt werden [118].
Dieser Ansatz kann jedoch nicht das beobachtete Verhalten der Spinkonzentration für
die Al
0,86
Ga
0,14
N:Si mit hoher Si-Konzentration erklären, welche einen Donatorzustand
erfordert. Des Weiteren weisen die Hall-Effekt-Messungen der Probenserie B (Variation
der Si-Konzentration,
x
=0,96) auf einen zweiten Donator hin, da die ermittelten Netto-
Donatorkonzentrationen exponentiell ansteigen und deutlich oberhalb der mittels WDX
bestimmten Si-Konzentration liegen. Hier war zudem für die temperaturabhängigen
Verläufe der Ladungsträgerdichte (siehe Abbildung 5.10) zu erkennen, dass sich bei
300K ein Maximum für mittlere Si-Konzentrationen ausbildet, wohingegen bei 720 K ein
stetiger Anstieg der Ladungsträgerdichte mit steigender Si-Konzentration zu erkennen
war. Dies indiziert die thermische Anregung ins Leitungsband aus einem tiefliegenden
Donatorniveau bei hohen Temperaturen, welche bei Raumtemperatur nicht stattfindet.
Die Berücksichtigung eines DX-Zustands dieses tiefliegenden Donators könnte das kom-
pensierende Verhalten bei Raumtemperatur unter Umständen erklären. Zur Verifizierung
eines zweiten Donatorniveaus müssten jedoch weitere Messungen durchgeführt werden.
5.2.6 Bestimmung der Aktivierungsenergie von AlGaN:Si
Aus den temperaturabhängigen Verläufen der aus Hall-Effekt-Messungen bestimmten
Ladungsträgerdichte und der mittels Van-der-Pauw-Methode bestimmten Widerstände
kann mit den Gleichungen
(3.9)
und
(3.11)
die Aktivierungsenergie der Donatoren
bestimmt werden. Diese Aktivierungsenergie entspricht dem energetischen Abstand
vom Leitungsband zum stabilen DX-Zentrum, welcher aus den temperaturabhängigen
Verläufen der Spinkonzentration in den EPR-Messungen mit Hilfe der Gleichungen
(3.14)
und (3.15) ermittelt wurde.
In Abbildung 5.21 sind die mittels Hall-Effekt, Van-der-Pauw und EPR bestimmten
Aktivierungsenergien der Probenserien A, B, C und E über den Al-Gehalt (a) und die
Si-Konzentration (b) aufgetragen. Mit steigendem Al-Gehalt von
x
=0,85 auf
x
=0,96
(Probenserie A, Abbildung 5.21(a)) kann aus Hall-Effekt-Messungen eine steigende
Aktivierungsenergie von 24meV auf 210meV festgestellt werden, wobei der Fehler mit
>±
200meV für
x <
0,9 sehr groß ist. Die Aktivierungsenergie, welche aus den tempera-
turabhängigen Verläufen des Widerstands nach Van-der-Pauw ermittelt wurde, zeigt
einen vergleichbaren Anstieg von 41meV für
x
=0,85 auf 223meV für
x
=0,96. Ein
Anstieg der Aktivierungsenergie (
EC
-
EDX−
, vgl. Abbildung 5.18(e)) mit steigendem
Al-Gehalt wird ebenfalls mittels EPR-Messungen festgestellt (Probenserie C), wobei
61
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
75 80 85 90 95 100
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
A
activation energy (eV)
aluminum content (%)
0
1x1019
2x1019
3x1019
[Si] (cm-3)
C
A
Hall-effect
Van-der-Pauw
EPR (EC - EDX)
(a)
01x1019 2x1019 3x1019
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
B
activation energy (eV)
[Si] concentration (cm-3)
80
82
84
86
88
90
92
94
96
98
100
Al content (%)
E
B
Hall-effect
Van-der-Pauw
EPR (EC - EDX)
(b)
Abbildung 5.21:
Aktivierungsenergie von Silizium in Al
x
Ga
1−x
N:Si, ermittelt aus Widerstandsmes-
sungen nach Van-der-Pauw, Hall-Effekt- und EPR-Messungen, aufgetragen über den Al-Gehalt (a) und
die Si-Konzentration (b) [108].
der Anstieg von 64 meV für
x
= 0,82 auf 164 meV für
x
= 0,89 etwas geringer ausfällt.
Betrachtet man das Verhalten der Aktivierungsenergie in Abhängigkeit von der Si-Kon-
zentration in Abbildung 5.21 (b), kann aus Hall-Effekt-Messungen an Probenserie B im
Rahmen des Fehlers keine Tendenz festgestellt werden. Mit steigender Dotierung nimmt
die Aktivierungsenergie zunächst von 194 meV für [Si] = 3,3
×
10
18
cm
−3
auf 158 meV
für [Si] = 7
×
10
18
cm
−3
ab, anschließend wieder auf 211 meV für [Si] = 9,9
×
10
18
cm
−3
zu und für die höchste Si-Konzentration von [Si] = 1,1
×
10
19
cm
−3
wieder auf 166 meV
ab. Dieses Verhalten korreliert dabei mit den gemessenen Ladungsträgerdichten und
Schichtwiderständen bei Raumtemperatur (vgl. Abbildung 5.9 (b) und 5.10 (b)). Die
Bestimmung der Aktivierungsenergie aus den Widerstandsmessungen nach Van-der-
Pauw liefert vergleichbare Ergebnisse, wobei die Aktivierungsenergie aus Hall-Effekt-
Messungen mit
≈
180 meV etwas geringer ausfällt als die aus den Widerstandmessungen
nach Van-der-Pauw mit
≈
200 meV. Die Aktivierungsenergie von Probenserie E aus
EPR-Messungen (
EC
-
EDX−
, vgl. Abbildung 5.18 (f)) zeigt eine leichte Abnahme von
115 meV für [Si] = 7,8
×
10
18
cm
−3
auf 81 meV für [Si] = 2,4
×
10
19
cm
−3
. Für die Probe
mit der höchsten Si-Konzentration konnte anhand des Verhaltens der Spinkonzentration
auf ein zweites Donatorniveau geschlossen werden. Dieses zweite Donatorniveau besitzt
ein sehr tief liegendes DX-Zentrum, wodurch die Aktivierungsenergie dieser Probe auf
187 meV ansteigt. Beim Bestimmen dieses Wertes muss jedoch ein verhältnismäßig
großer Fehler von ±140 meV berücksichtigt werden.
5.2.7 Vergleich der elektrischen Eigenschaften mit aktueller Literatur
In Abbildung 5.22 sind alle ermittelten Aktivierungsenergien aus den Widerstandsmes-
sungen nach Van-der-Pauw, Hall-Effekt- und EPR-Messungen über den Al-Gehalt der
Proben aufgetragen und mit der Si-Konzentration farbkodiert. Zudem sind Literatur-
werte der Aktivierungsenergie von Trinh et al. (EPR) [
93
], Taniyasu et al. (Hall-Effekt)
[
109
,
110
], Collazo et al. (Hall-Effekt) [
112
] und Nakarmi et al. (Van-der-Pauw) [
85
]
dargestellt.
62
5.2. Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von AlxGa1−xN:Si
Hall-effect
Van-der-Pauw
EPR (EC - EDX)
Taniyasu et al.
Collazo et al.
Nakarmi et al.
Trinh et al.
75 80 85 90 95 100
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
0.30
secondary donor
Collazo et al.
activation energy (eV)
aluminum content (%)
0
1x1019
2x1019
3x1019
[Si] (cm
-3
)
Trinh et al.
Nakarmi et al.
Taniyasu et al.
Taniyasu et al.
Abbildung 5.22:
Aktivierungsener-
gie von Silizium in Al
x
Ga
1−x
N:Si auf-
getragen über den Al-Gehalt[
108
]so-
wie Vergleichsdaten aktueller Litera-
tur [85, 93, 107, 109, 110, 112].
Es zeigt sich, dass für alle Messmethoden eine steigende Aktivierungsenergie mit stei-
gendem Al-Gehalt von
≈
50 meV für
x
=0,85auf
≈
200 meV für
x
= 0,95 festzustellen ist.
Grundsätzlich kann dabei eine gute Übereinstimmung mit aktueller Literatur festgehal-
ten werden. Ursache für die ansteigende Aktivierungsenergie ist zum einen das Absinken
des Donatorniveaus unterhalb der Leitungsbandkante, zum anderen die Ausbildung eines
DX-Zentrums, welches mit steigendem Al-Gehalt tiefer unterhalb des Donatorniveaus
liegt. Eine Korrelation mit der Si-Konzentration konnte im Rahmen des Fehlers nicht
festgestellt werden. Die annähernd lineare Zunahme der Aktivierungsenergie ist dabei
Ursache für den exponentiellen Anstieg des Widerstands.
70 75 80 85 90 95 100
10-2
10-1
100
101
102
103
this work on AlN/sapphire
Knauer et al. on AlN/sapphire
Nakarmi et al. on AlN/sapphire
Zhu et al. on AlN/sapphire
Collazo et al. on AlN/sapphire
Collazo et al. on bulk AlN
Taniyasu et al. on 4H-SiC
resistivity (Ωcm)
aluminum content (%)
Abbildung 5.23:
Mit CRM bei
Raumtemperatur bestimmter spezi-
fischer Widerstand der AlGaN:Si-Pro-
ben mit optimaler Dotierung aufgetra-
gen über den Al-Gehalt der Proben
sowie Vergleichsdaten aktueller Lite-
ratur [
85
,
107
,
109
–
112
] und Daten
von A. Knauer, FBH Berlin. (CRM-
Messungen von A. Knauer, FBH Ber-
lin.)
Vergleicht man die aus CRM bei Raumtemperatur ermittelten Widerstände der Proben
mit optimaler Dotierung mit aktueller Literatur [
85
,
107
,
109
–
112
]sowiemitDaten
von A. Knauer (FBH Berlin) in Abbildung 5.23, so ist der exponentielle Anstieg mit
steigendem Al-Gehalt ersichtlich. Die erreichten Werte liegen dabei mit 0,026 Ωcm
für
x
= 0,82, 0,074 Ωcm für
x
= 0,87 und 2,6 Ωcm für
x
= 0,95 ca. eine Größenordnung
unterhalb der veröffentlichten Vergleichswerte [
107
]. Die realisierten Schichten eignen
sich damit für die Nutzung innerhalb der UVC LEDs als Stromspreizungsschicht. Alle
63
KAPITEL 5. SILIZIUM-DOTIERTES ALXGA1−XN
ermittelten elektrischen Parameter der Probenserien A - E sind tabellarisch in Anhang E
dargestellt.
5.3 Zusammenfassung
Für die Realisierung von UV LEDs mit einer Emissionswellenlänge unterhalb von 250 nm
sind leitfähige, transparente AlGaN:Si-Schichten erforderlich. Aufgrund der Bandlücke
und der damit einhergehenden Absorption des Lichts sind Schichten mit einem Al-
Gehalt von
≥
80% erforderlich. Es konnte gezeigt werden, dass das Wachstum solcher
Schichten durch die hohe TDD und die damit einhergehende Rissbildung nicht auf
planarem AlN/Saphir umgesetzt werden kann. Für das Wachstum auf ELO AlN/Saphir
wurden rissfreie Schichten von bis zu 1,5
µ
m Schichtdicke realisiert. Diese Schichten sind
dabei nahezu vollverspannt. Es konnte zudem gezeigt werden, dass der Siliziumeinbau
linear mit dem Gasphasenangebot von [Si]= 3
×
10
18
cm
−3
für SiH
4
/III= 8,1
×
10
−6
auf
[Si]= 2,8
×
10
19
cm
−3
für SiH
4
/III= 1,8
×
10
−4
ansteigt und unabhängig vom Al-Gehalt
der Proben ist. Leitfähige AlGaN:Si-Schichten mit einem Al-Gehalt zwischen 80% und
100% wurden realisiert.
Mittels CRM konnte eine Abhängigkeit des Widerstands vom Al-Gehalt und der Si-
Konzentration der Proben festgestellt werden. Dieser nimmt mit steigendem Al-Gehalt
exponentiell zu. Mit steigender Si-Konzentration bildet sich ein Minimum aus, welches
wiederum mit steigendem Al-Gehalt der Proben schmaler wird und sich zu kleineren Si-
Konzentrationen verschiebt. Zur Untersuchung der Ursache dieses Verhaltens wurden
die elektrischen Eigenschaften der realisierten Schichten mit temperaturabhängigen
Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw, Hall-Effekt-Messungen und Elektronenspin-
resonanzmessungen untersucht. Es bleibt Folgendes festzuhalten:
(i)
EPR-Messungen ermöglichen die Bestimmung der energetischen Lage sowie die
Besetzung des neutralen Ladungszustands. Der neutrale Ladungszustand verschiebt
sich dabei mit steigendem Al-Gehalt tiefer in die Bandlücke hinein. Es konnte
keine eindeutige Abhängigkeit von der Si-Konzentration festgestellt werden.
(ii)
EPR-Messungen für Proben bis zu einem Al-Gehalt von
x
=0,9 zeigen das Vor-
handensein eines stabilen DX-Zentrums, welches sich mit steigendem Al-Gehalt
energetisch tiefer unterhalb des neutralen Ladungszustands befindet. Dieses stabile
DX-Zentrum zeigt dabei keine Abhängigkeit von der Si-Konzentration. Für eine
überdotierte Probe konnte ein zweiter Donator mit sehr tief liegendem DX-Zentrum
festgestellt werden.
(iii)
EPR-Messungen nach Beleuchtung zeigen für Proben bis zu einem Al-Gehalt
von
x
=0,95 das Vorhandensein eines metastabilen DX(2)-Zentrums. Dieses DX-
Zentrum liegt mit 7meV
±
3meV flach unterhalb des neutralen Ladungszustands
unabhängig vom Al-Gehalt oder der Si-Konzentration der Proben.
(iv)
Mittels Hall-Effekt- und EPR-Messungen wurde die Donatorkonzentration der
Proben bestimmt. Diese liegt bei den Hall-Effekt-Messungen oberhalb der ermittel-
ten Si-Konzentration und nimmt mit steigender Si-Konzentration exponentiell zu.
Eine mögliche Begründung hierfür könnte ein verstärkter Einbau von Störstellen
mit Donatorcharakter sein. Die mittels EPR-Messungen ermittelte Donatorkon-
64
5.3. Zusammenfassung
zentration ist einen Faktor 2-5 geringer als die ermittelte Si-Konzentration und
nimmt mit steigender Si-Konzentration leicht zu. CL-Messungen weisen darauf
hin, dass die Ursache für die Diskrepanz zwischen Donatorkonzentration und Si-
Konzentration, speziell für hochdotierte Proben, im Einbau von VIII liegt.
(v)
Mittels Hall-Effekt-Messungen, Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw und
EPR-Messungen konnte die Aktivierungsenergie des Si-Donators bestimmt werden.
Diese entspricht bei den EPR-Messungen dem energetischen Abstand zwischen
Leitungsband und dem stabilen DX-Zentrum. Für Hall-Effekt-Messungen wurde
diese aus dem Ansteig der Ladungsträgerkonzentration mit Hilfe der Ladungs-
trägerneutralitätsgleichung ermittelt, welche eine temperaturabhängige Fermi-
Energie berücksichtigt. Für die Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw wurde
eine empirische Gleichung genutzt, um die Aktivierungsenergie aus dem tempe-
raturabhängigen Widerstand zu ermitteln. Es zeigte sich für alle Messmethoden,
dass mit steigendem Al-Gehalt der Proben die Aktivierungsenergie von
≈
50meV
für
x
=0,85 auf
≈
200meV für
x
=0,95 ansteigt. Die Ursache für dieses Verhalten
ist im Wesentlichen durch die Ausbildung des DX-Zentrums zu begründen. Für
steigende Si-Konzentration konnte keine Abhängigkeit der Aktivierungsenergie
beobachtet werden. Für eine überdotierte Probe mit hoher Si-Konzentration ist
das Auftreten eines zweiten Donatorzustands mit sehr tief liegendem DX-Zentrum
beobachtet worden. Die Aktivierungsenergie dieses zweiten Donators ist, verglichen
mit dem flachen Si-Donator, sehr groß.
Die Ursache für den exponentiellen Anstieg des Widerstands mit steigendem Al-Ge-
halt kann zusammenfassend auf eine Änderung der Aktivierungsenergie zurückgeführt
werden. Diese ist im Wesentlichen von der energetischen Lage des neutralen Ladungszu-
stands und des stabilen DX-Zentrums bestimmt. Da das Auftreten des DX-Zentrums
physikalisch bedingt nicht beeinflusst werden kann, ist es erforderlich, kompensierende
Akzeptoren beim Wachstum zu vermeiden, um die freie Ladungsträgerdichte möglichst
hoch zu halten. Eine Möglichkeit dazu ist die Kontrolle der Fermi-Energie während des
Wachstums durch Beleuchtung mit UV Licht. Bryan et al. konnte zeigen [
130
], dass wäh-
rend UV Beleuchtung gewachsene Al
0,65
Ga
0,35
N:Si Schichten deutlich gesteigerte freie
Ladungsträgerdichten aufweisen und ordneten dies einer gesteigerten Formierungsenergie
und damit einhergehenden reduzierten Einbauwahrscheinlichkeit von kompensierenden
Punktdefekten zu. Mit Änderung der Si-Konzentration konnte eine Korrelation der Akti-
vierungsenergie mit dem Widerstand und der Ladungsträgerdichte bei Raumtemperatur
festgestellt werden. Im Rahmen des Fehlers kann jedoch keine eindeutige Abhängigkeit
nachgewiesen werden. Für eine überdotierte Probe konnte ein zweiter Donator mit
großer Aktivierungsenergie beobachtet werden, was unter Umständen den Anstieg des
Widerstands für hohe Si-Konzentrationen erklären kann.
65
6 Entwicklung einer AlGaN MQW aktiven
Zone für UVC LEDs
Ausgehend von den in den vorherigen Kapiteln beschriebenen Wachstumsgrundlagen
und den Untersuchungen der AlN Pufferschichten sowie der Realisierung von leitfähigem
AlGaN:Si wird im folgenden Kapitel die Realisierung von LED-Heterostrukturen mit
Emissionswellenlänge unterhalb von 250nm vorgestellt. Die zur Motivation dienende
Anwendung solcher LEDs in der Gassensorik erfordert LEDs mit einer Emissionswellen-
länge von 226nm. Während dieser Dissertation wurde der Fokus jedoch zunächst auf
die Entwicklung von vergleichsweise langwelligen LEDs mit einer Emissionswellenlän-
ge von 245nm gelegt und das grundsätzliche Design der LEDs auf mögliche Ansätze
zur Steigerung der Effizienz getestet. Die Untersuchungen zur Steigerung der internen
Quanteneffizienz als auch der Injektionseffizienz konnten dabei aufgrund einer höheren
Emissionsleistung und damit besseren Messbarkeit schneller vorangetrieben werden.
Anschließend wurde die Wellenlänge schrittweise in Richtung der für die Gassensorik
erforderlichen Wellenlänge von 226 nm verschoben, wobei die bei längeren Wellenlängen
gewonnenen Erkenntnisse zur idealen Schichtstruktur auf ihre Gültigkeit bei kürzeren
Wellenlängen verifiziert worden sind. In den folgenden Kapiteln sollen, für die bessere
Übersicht, die Untersuchungen zum Einfluss der verschiedenen Schichten auf die Effizi-
enz der LEDs mit einer Emissionswellenlänge zwischen 245nm und 235 nm thematisch
sortiert vorgestellt werden. Dabei widmet sich dieses Kapitel den Untersuchungen des
Designs der AlGaN/AlGaN MQW aktiven Zone zur Steigerung der internen Quantenef-
fizienz. Anschließend werden in Kapitel 7 die Untersuchungen des Design der LEDs zur
Steigerung der Injektionseffizienz vorgestellt. In Kapitel 8 wird die Verschiebung der
Emissionswellenlänge in Richtung der anwendungsrelevanten Wellenlänge von 226 nm
gezeigt.
Im Folgenden soll die Entwicklung einer AlGaN/AlGaN MQW aktiven Zone mit mög-
lichst maximaler IQE vorgestellt werden. Dabei haben die QW-Dicke und die Bar-
rierenzusammensetzung einen wesentlichen Einfluss auf den Ladungsträgereinschluss
innerhalb der QWs sowie den QCSE (siehe Abschnitt2.2.1). Des Weiteren wird nach dem
ABC-Modell die strahlende Rekombinationsrate und folglich die IQE von der Ladungs-
trägerdichte innerhalb der QWs bestimmt, welche ihrerseits durch die QW-Anzahl sowie
die Stromdichte beeinflusst werden kann. Beispielsweise konnte Nishida et al. [
131
] für
341nm LEDs zeigen, dass ein einzelner Quantenfilm (SQW von engl. single quantum well)
eine gesteigerte Emissionsleistung im Vergleich zu MQW aktiven Zonen aufweist und
begründete dies durch die gesteigerte Ladungsträgerdichte und strahlende Rekombinati-
onsrate. Dem entgegen stehen Untersuchungen von Kolbe et al. [
132
], welcher für 316nm
LEDs zeigen konnte, dass aufgrund von Elektronen- und Lochleckströmen für SQW
LEDs die Emissionsleistung vergleichbar zu MQW-Strukturen ist. Die spektrale Reinheit
für SQW LEDs reduzierte sich jedoch aufgrund von Lochleckströmen. Aufgrund einer
67
KAPITEL 6. ENTWICKLUNG EINER ALGAN MQW AKTIVEN ZONE
asymmetrischen Ladungsträgerkonzentration von Elektronen und Löchern wurde die
Verwendung von MQW-Strukturen mit mehr als drei QWs nicht empfohlen. Vergleichbar
zu Kolbe et al. [
132
] zeigte eine Überprüfung dieses Verhaltens für 235 nm LEDs keine
signifikante Änderung der Emissionsleistung für QW-Anzahlen zwischen 1 und 7, sodass
im Folgenden alle LED-Heterostrukturen einen dreifach MQW in der aktiven Zone
besitzen. In den folgenden Abschnitten sollen die Ergebnisse der Untersuchungen des
Einflusses der QW-Dicke und Barrierenzusammensetzung auf das Emissionsverhalten
von 245 nm und 235 nm LEDs gezeigt werden. Alle LED-Heterostrukturen wurden dabei
auf Al
x
Ga
1−x
N:Si mit 0.8
<x<
0.9 auf ELO AlN/Saphir realisiert, wobei der Al-Gehalt
so gewählt wurde, dass die n-seitigen Schichten transparent für die Emissionswellenlänge
sind. Die aktive Zone besteht aus drei Al
x
Ga
1−x
N/Al
y
Ga
1−y
N QWs. Auf die aktive
Zone folgen ein AlN(:Mg) EBL, ein
AlGaN:Mg
HIL, eine Al(Ga)N:Mg p-Seite
10
sowie
eine GaN:Mg Kontaktschicht.
6.1 Interne Quanteneffizienz von AlGaN MQWs
Um die Emissionswellenlänge der späteren LED-Heterostrukturen zu bestimmen, wur-
den AlGaN/AlGaN MQWs auf Al
0,8
Ga
0,2
N:Si-Pufferschichten abgeschieden und mit
20 nm AlN überwachsen. Diese wurden mittels Photolumineszenzspektroskopie (PL)
charakterisiert11.
300 K
5 K
230 235 240 245 250 255 260 265
270
norm. intensity
wavelength (nm)
5.2 5 4.8 4.6
energy (eV)
(a)
0 50 100 150 200 250 300
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
150 kWcm-2
norm. integrated intensity (PL-IQE)
temperature (K)
240 nm MQW on Al0.8Ga0.2N:Si
PL-IQE (I300 K/I5 K) = 26.8%
(b)
Abbildung 6.1:
PL-Spektren von 245 nm MQW aktiven Zonen zwischen 5 K und 300 K (a) sowie die
normierte integrierte Intensität (PL-IQE) aufgetragen über die Temperatur (b). (PL-Messungen von C.
Reich, TU Berlin.)
10
Die p-Seite der LEDs wurde als Al
x
Ga
1−x
N:Mg/Al
y
Ga
1−y
N:Mg-SL mit
x
=0,42 und
y
=0,32 kon-
zipiert. Aufgrund eines über längere Zeit nicht aufgefallenen Fehlers in der Programmierung der
Wachstumsrezepte, bei denen kein TMGa in den Reaktor eingeleitet worden ist, besteht die p-Seite
für einen gewissen Teil der Strukturen aus AlN:Mg. Da diese LEDs dennoch emittierten und eine
Überprüfung des Emissionsverhaltens mit LEDs mit AlGaN:Mg-SLs keine signifikante Änderung
zeigten, sollen diese LEDs hier dennoch präsentiert werden. Innerhalb der einzelnen Versuchsreihen
wird jeweils gekennzeichnet, welche p-Seite vorliegt und Abweichungen mit „AlN p-Seite“ bzw.
„AlGaN:Mg-SL p-Seite“ innerhalb der Abbildungen markiert.
11PL-Messung mit ArF-Excimer Laser, λ= 193 nm, j= 150 kWcm−2.
68
6.1. Interne Quanteneffizienz von AlGaN MQWs
Es zeigt sich, dass Al
x
Ga
1−x
N/Al
y
Ga
1−y
N MQWs mit 2,2 nm dicken QWs mit
x
= 0,72,
welche von 5 nm dicken Barrieren mit
y
= 0,88 umgeben sind, eine Emissionswellenlänge
von 245nm aufweisen (siehe Abbildung 6.1 (a)). Temperaturabhängige PL-Messungen
zeigten, dass das Intensitätsverhältnis der QW-Emission zwischen 300K und 5 K ca. 27%
beträgt, was unter der Annahme, dass bei 5 K alle Rekombinationsprozesse strahlend
stattfinden [
133
], die PL-IQE dieser aktiven Zonen abschätzen lässt (siehe Abbildung 6.1
(b)). Dabei muss jedoch berücksichtigt werden, dass sich das Emissionsverhalten, d.h.
die spektrale Verteilung der Emission zwischen Tieftemperatur und Raumtempera-
tur, ändert. Durch die nicht-resonante Anregung sowie den Ladungsträgereinschluss
in Potentialminima der Barrieren, welche durch Zusammensetzungsinhomogenitäten
hervorgerufen werden, emittieren bei Tieftemperatur auch die Barrieren. Bei Raumtem-
peratur können die Ladungsträger zunächst in die energetisch niedriger liegenden QWs
diffundieren und dort strahlend oder nicht-strahlend rekombinieren. Ein vergleichbares
Verhalten konnte von Martens et al. [
134
] für 272 nm Laserstrukturen gezeigt werden,
welche eine PL-IQE zwischen 20% und 30% für Wachstum auf ELO AlN/Saphir zeigen.
0 50 100 150 200 250
300
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
235 nm MQW on ELO AlN/sapphire
PL-IQE (I300 K/I5 K) = 24.7%
238 nm MQW on planar AlN/sapphire
PL-IQE (I300 K/I5 K) = 6.7%
norm. integrated intensity (PL-IQE)
temperature (K)
50 kWcm-2
Abbildung 6.2:
Temperaturabhän-
gige normierte integrierte Intensi-
tät (PL-IQE) von 235 nm - 238 nm
Al
0,85
Ga
0,15
N/Al
0,8
Ga
0,2
NMQWak-
tive Zonen auf ELO AlN/Saphir
(schwarz) und planarem AlN/Saphir
(rot). (Wachstum von V. Hoffmann,
FBH Berlin. PL-Messungen von C.
Reich und C. Schäfer, TU Berlin.)
Um die Abhängigkeit der IQE von der TDD zu überprüfen, wurden MQW aktive Zonen
(Al
0,85
Ga
0,15
N/Al
0,8
Ga
0,2
N) mit Emissionswellenlänge bei 235 nm-238 nm auf ELO
AlN/Saphir sowie planarem AlN/Saphir realisiert. In Abbildung 6.2 sind die temperatu-
rabhängigen Verläufe der integrierten MQW-Intensität (PL-IQE) der beiden Proben
dargestellt. Es zeigt sich, dass die PL-IQE von aktiven Zonen auf defektreduziertem ELO
ALN/Saphir mit 24,7% deutlich gesteigert ist zur IQE von 6,7%, welche auf planarem
AlN/Saphir erzielt wird. Dies ist in guter Übereinstimmung zu Simulationen der IQE in
Abhängigkeit von der TDD für MQW-Strukturen mit Emissionwellenlänge von 265nm
[3] und 280 nm [19].
Neben der in Kapitel 5 festgestellten Notwendigkeit der Nutzung von ELO AlN/Saphir
aufgrund der reduzierten tensilen Verspannung, liefert die gesteigerte IQE einen weiteren
Vorteil für die Nutzung von defektreduziertem ELO AlN/Saphir.
69
KAPITEL 6. ENTWICKLUNG EINER ALGAN MQW AKTIVEN ZONE
6.2 Einfluss der QW-Dicke der UVC LEDs
Wie bereits in Kapitel 2.2 beschrieben, verschiebt sich der Grundzustand der Ladungs-
träger für dünne QWs zu höheren Energien. Zusätzlich resultiert dies in einem geringeren
energetischen Abstand zur Bandkante der Barrieren, wodurch Ladungsträger unter
Umständen den QW thermisch verlassen können. Weiterhin nimmt der Wellenfunk-
tionsüberlapp der Ladungsträger mit kleiner werdender QW-Dicke zu, wodurch eine
gesteigerte strahlende Rekombinationsrate zu erwarten ist.
Um dieses Verhalten zu testen, wurden 245 nm LED-Heterostrukturen mit MQW
aktiven Zonen (Al
0,72
Ga
0,28
N/Al
0,82
Ga
0,18
N) gewachsen und mittels EL-Messungen
charakterisiert. Die QW-Dicke wurde dabei zwischen 0,5 nm und 2,8 nm variiert. Alle
LEDs wurden dabei auf eine Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Stromspreizungsschicht gewachsen und
haben einen AlN EBL sowie einen gestuften Al
0,8
Ga
0,2
N:Mg/Al
0,6
Ga
0,4
N:Mg HIL. Die
p-Seite dieser LEDs bestand aus AlN:Mg.
200 250 300 350 400
450
10-2
10-1
100
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
dQW (nm) l (nm)
0.5 239.7
1.0 243.7
1.6 245.1
2.2 246.8
2.8 246.9
spectral power density (μW/nm)
emission wavelength (nm)
(a)
0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0
10-1
100
101
102
103
emission power (µW)
QW thickness (nm)
integrated luminescence
parasitic luminescence
QW luminescence
230
235
240
245
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
wavelength (nm)
239.7 nm
243.7 nm
245.1 nm 246.8 nm 246.9 nm
(b)
Abbildung 6.3:
Spektren (a) sowie integrierte Emissionsleistung, Leistung der QWs und der parasitären
Lumineszenz und Emissionswellenlänge über die QW-Dicke (b). (EL-Messungen teilweise von M.
Guttmann, TU Berlin.)
In Abbildung 6.3 (a) sind die Spektren der LEDs sowie die integrierte Leistung, die
QW-Leistung, die Leistung der parasitären Lumineszenz und die Emissionswellenlänge
über die QW-Dicke (b) dargestellt. In den Spektren erkennt man, dass alle LEDs, mit
Ausnahme der LED mit 0,5 nm dicken QWs, dominante QW-Lumineszenz aufweisen.
Zudem ist parasitäre Lumineszenz zwischen 280 nm und 450 nm in den Spektren zu
erkennen. Die Ursachen dieser parasitären Lumineszenz werden in Kapitel 7.1 erläutert.
Die maximale spektrale Leistungsdichte ist mit
≈
1
μ
W/nm für alle LEDs, mit Ausnah-
me der LED mit 0,5 nm QW-Dicke (0,025
μ
W/nm), vergleichbar. Zudem erkennt man,
dass die Wellenlänge mit abnehmender QW-Dicke von 246,9 nm für 2,8 nm dicke QWs
auf 239,7 nm für 0,5 nm dicke QWs abnimmt. Simulationen der Emissionswellenlänge
haben gezeigt, dass sich die Grundzustandsenergie mit kleiner werdender QW-Dicke
in Richtung der Barrierenbandkante verschiebt und in einer Verschiebung der Emissi-
onswellenlänge von 242 nm für QW-Dicken von 2,8 nm nach 229 nm für QW-Dicke von
0,5 nm resultiert. Die Diskrepanz der simulierten Emissionswellenlänge zur experimentell
beobachteten Wellenlänge kann dabei unter Umständen auf Lokalisationseffekte der
70
6.3. Einfluss der Barrierenzusammensetzung der UVC LEDs
Ladungsträger in Ga-reichen Gebieten zurückgeführt werden, wie sie auch für In in
InAlGaN QWs beobachtet wurde [
135
]. Die Diskrepanz der relativen Änderung der
Emissionswellenlänge (experimentell 8 nm, simuliert 12 nm) kann durch eine abweichende
Polarisationsfeldstärke bei den Simulationen erklärt werden [
23
,
136
]. Betrachtet man
die integralen Leistungen vom QW und der parasitären Lumineszenz ( 6.3 (b)), so ist
zwischen 0,9 nm und 2,8 nm dicken QWs keine wesentliche Änderung zu beobachten.
Für die LED mit dem dünnsten QW von 0,5 nm Dicke bricht die QW-Leistung erheblich
ein, während die Leistung der parasitären Lumineszenz konstant bleibt.
01234
1011
1012
1013
charge carrier concentration (cm
-2
)
QW thickness (nm)
electrons
holes 200 A/cm2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
wavefunction overlap
1018
1019
1020
radiative recombination rate (cm
-2
s
-1
)
Abbildung 6.4:
Simulation der La-
dungsträgerdichte, des Wellenfunk-
tionsüberlapps und der strahlenden
Rekombinationsrate in Abhängigkeit
von der QW-Dicke. (Simulation von
M. Guttmann, TU Berlin.)
In Abbildung 6.4 sind Simulationen der integrierten Ladungsträgerdichte innerhalb
der QWs gezeigt, welche für Elektronen als auch für Löcher mit steigender QW-Dicke
zunimmt. Gleichzeitig bildet der Wellenfunktionsüberlapp bei
≈
1 nm ein Maximum aus.
Für kleinere QW-Dicken delokalisiert die Elektronenwellenfunktion, für größere QW-
Dicken gewinnt der QCSE an Einfluss und reduziert den Wellenfunktionsüberlapp. In
Kombination mit der steigenden Ladungsträgerkonzentration bildet sich ein Maximum
der simulierten strahlenden Rekombinationsrate bei
≈
1,7 nm aus. Die im Experiment
beobachtete Reduktion der integralen Emissionleistung für QW-Dicken von 0,5 nm kann
daher auf eine reduzierte Ladungsträgerkonzentration sowie die Delokalisierung der
Elektronenwellenfunktion zurückgeführt werden. Das Ausbleiben der Reduktion der
Emissionsleistung für QW-Dicke
>
1,7 nm kann dabei unter Umständen in einer zu groß
angenommenen Polarisationsfeldstärke begründet liegen, wodurch der Wellenfunktions-
überlapp und folglich die strahlende Rekombinationsrate in den Simulationen als zu
klein eingeschätzt wird [
23
,
136
]. Da die integrale Leistung der QW-Lumineszenz über
einen weiten Bereich nicht von der QW-Dicke abhängig ist, werden die zum Zeitpunkt
der Untersuchung standardmäßig verwendeten QW-Dicken von 2,2 nm innerhalb der
LED-Heterostrukturen weiter verwendet.
6.3 Einfluss der Barrierenzusammensetzung der UVC LEDs
Einen weiteren maßgeblichen Einfluss auf das Emissionsverhalten der LED-Hetero-
strukturen hat die Barrierenzusammensetzung. Diese beeinflusst zum einen den La-
dungsträgereinschluss über den energetischen Unterschied zwischen dem QW-Grund-
71
KAPITEL 6. ENTWICKLUNG EINER ALGAN MQW AKTIVEN ZONE
niveau und den Barrierenbandkanten, zum anderen aber auch die Stärke des QCSE
aufgrund der Polarisationsladungen an den Grenzflächen. Des Weiteren beeinflusst die
Barrierenzusammensetzung den Elektronenleckstrom in die p-Seite der LEDs über den
energetischen Unterschied zwischen Barrierenbandkante und EBL-Bandkante sowie die
optische Polarisation des emittierten Lichts [20].
Um den Einfluss der Barrierenzusammensetzung auf die Emissionseigenschaften von
234 nm LED-Heterostrukturen zu testen, wurden, bei konstantem Al-Gehalt der 2,2 nm
dicken Al
0,77
Ga
0,23
NQWs,Al
y
Ga
1−y
N Barrieren mit 0,82
<y<
0,96 gewachsen. Alle
LEDs wurden dabei auf eine Al
0,9
Ga
0,1
N:Si Stromspreizungsschicht gewachsen und
haben einen AlN EBL sowie einen Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL. Die p-Seite dieser LEDs bestand
aus einem AlGaN:Mg-SL sowie einer GaN:Mg Kontaktschicht.
200 250 300 350 400
450
10-3
10-2
10-1
cw, on wafer
In-dot
T = 300K
I = 20mA
barrier x
0.82
0.88
0.92
0.96
spectral power density (μW/nm)
wavelength (nm)
(a)
80 82 84 86 88 90 92 94 96 98
10-1
100
101
cw, on wafer
In-dot
T = 300K
I = 20mA
emission power (µW)
barrier aluminum content (%)
integrated luminescence
parasitic luminescence
QW luminescence
(b)
Abbildung 6.5:
Spektren (a) sowie integrierte Leistung der QWs und der parasitären Lumineszenz (b)
für LEDs mit unterschiedlicher Barrierenzusammensetzung. (EL-Messungen von M. Guttmann, TU
Berlin.)
In Abbildung 6.5 sind die spektrale Leistungsdichte (a) sowie die integrierte Leistung,
die Leistung der QW-Lumineszenz und die Leistung der parasitären Lumineszenz (b)
für verschiedene Barrierenzusammensetzungen aufgetragen. Die Wellenlänge der QW-
Lumineszenz aller LEDs ist konstant bei 234 nm. Zudem zeigen alle LEDs parasitäre
Lumineszenz zwischen 280 nm und 450 nm mit einer barrierenunabhängigen Leistung
von
≈
2
μ
W. Die Ursache dieser parasitären Lumineszenz wird in Kapitel 7.1 und 7.2
diskutiert. Betrachtet man die spektrale Leistungsdichte der QW-Lumineszenz (a) bzw.
die integrierte Leistung der QW-Lumineszenz (b), ist zu erkennen, dass diese mit stei-
gendem Al-Gehalt der Barrieren zunächst zunimmt, bei
y
= 0,88 ihr Maximum erreicht
und anschließend wieder abnimmt. Dieses Verhalten lässt sich durch die Überlagerung
der verschiedenen Einflüsse von CIE, IQE und LEE erklären. Mit steigendem Al-Gehalt
der Barrieren nimmt der energetische Unterschied zwischen den QW-Grundniveaus
und der Barrierenbandkante zu. Dies führt dazu, dass weniger Ladungsträger die QWs
thermisch verlassen können, wodurch die CIE ansteigt. Gleichzeitig wird der energe-
tische Unterschied von Barrierenbandkante zur Bandkante des AlN EBL reduziert,
was zu einem steigenden Elektronenleckstrom in die p-Seite der LEDs und somit die
Ausbildung einer maximalen Emissionsleistung führt. Dabei ist jedoch kein Anstieg
der parasitären Lumineszenz zu beobachten, was darauf schließen lässt, dass für alle
72
6.4. Zusammenfassung
Barrierenzusammensetzungen ein erheblicher Teil der Elektronen in die p-Seite gelangt,
welche hier primär nicht-strahlend rekombinieren. Des Weiteren führt der QCSE zu einer
Separation der Elektronen- und Lochwellenfunktionen und damit zu einer reduzierten
Rekombinationsrate, was zu einer Reduktion der QW-Lumineszenz mit steigendem
Al-Gehalt der Barrieren führt. Ebenfalls muss beachtet werden, dass mit steigendem
Al-Gehalt der Barrieren die optische Polarisation des emittierten Lichts, aufgrund der
Änderung der Quantisierung der verschiedenen Valenzbänder, von TM nach TE wech-
seln kann [
20
], wodurch die LEE steigt. Eine detaillierte Betrachtung der optischen
Polarisation ist in Kapitel 8.1 dargestellt. Die Überlagerung all dieser Effekte führt dabei
zur Ausbildung der maximalen QW-Emissionsleistung, bei der Verwendung von 2,2nm
dicken Al
0,77
Ga
0,23
N QWs, von 2
µ
W bei 20mA bei der Verwendung von Al
0,88
Ga
0,12
N
Barrieren.
6.4 Zusammenfassung
Zusammenfassend kann festgehalten werden, dass das Design der aktiven Zone einen
entscheidenden Einfluss auf die Emissionscharakteristik der LEDs hat. Es wurden
Al
0,72
Ga
0,28
N/Al
0,88
Ga
0,12
N MQW aktive Zonen mit Emissionswellenlänge von 245nm
realisiert, welche eine PL-IQE von ca. 27% aufweisen. Die Variation der QW-Dicke sowie
Barrierenzusammensetzung zeigte, dass die QW-Dicke vor allem einen Einfluss auf die
Wellenlänge der LEDs hat. Mit kleiner werdender QW-Dicke wird die Emission durch die
steigende QW-Grundniveauenergie kurzwelliger. Die Emissionsleistung der LEDs bleibt
dabei konstant, da mit dünner werdenden QWs der steigende Wellenfunktionsüberlapp
durch geringere Ladungsträgerkonzentrationen innerhalb der QWs kompensiert wird.
Im Extremfall von 0,5nm dünnen QWs kommt es zudem zu einer Delokalisierung
der Elektronenwellenfunktion. Ein Einfluss auf die parasitäre Lumineszenz und damit
Elektronenleckströme konnte nicht festgestellt werden. Weiterhin konnte festgestellt
werden, dass die Barrierenzusammensetzung bei 234nm LED-Heterostrukturen die
QW-Leistung entscheidend beeinflusst. Eine Überlagerung von veränderlicher CIE, IQE
und LEE führt zur Ausbildung einer maximalen QW-Emissionsleistung für Barrierenzu-
sammensetzungen von
y
=0,88 bei der Verwendung von 2,2nm dicken Al
0,77
Ga
0,23
N
QWs.
73
7 UVC LED-Heterostrukturen mit
verbesserter Injektionseffizienz
Wie im vorangegangenen Kapitel bereits ersichtlich wurde, muss neben einer möglichst
maximalen IQE die Ladungsträgerinjektion in die aktive Zone maximiert werden, da dies
einen entscheidenden Einfluss auf die Emissionscharakteristik der LED-Heterostrukturen
hat. Dabei ist vor allem die Vermeidung von Elektronenleckströmen in die p-Seite
der LED aber auch die Lochinjektion von entscheidender Rolle. In diesem Kapitel
werden die Untersuchungen zum Design des EBL, des HILs sowie der p-Seite der
LED mit dem Ziel einer maximalen CIE und spektralen Reinheit vorgestellt. Die
Untersuchungen zur Steigerung der Injektionseffizienz wurden dabei zunächst an 245 nm
LEDs durchgeführt und nach Prüfung der Gültigkeit der gewonnenen Erkenntnisse auf
LED-Heterostrukturen mit kürzerer Wellenlänge übertragen (vgl. Kapitel 6). Hier sollen
die Ergebnisse zur besseren Übersicht thematisch sortiert vorgestellt werden. Teile der
folgenden Betrachtungen sind in [137] dargestellt.
7.1 Steigerung der Elektronenblockiereigenschaften
In der Literatur wurden bereits einige Konzepte untersucht, um den Elektronenleck-
strom zu minimieren. Dazu gehören unter anderem die Implementierung von mehrfach-
EBL Strukturen [
34
] oder die Nutzung von dünnen Zwischenschichten [
31
]. Es konnte
ebenfalls bereits gezeigt werden, dass die Nutzung einer AlN/AlGaN Elektronenblockier-
Heterostruktur (EBH), bestehend aus einer dünnen Mg-dotierten Schicht mit hohen Al-
Gehalt und einer dicken Mg-dotierten Schicht mit geringerem Al-Gehalt, für 290nm
LED-Heterostrukturen effizientes Elektronenblockieren ermöglicht [33].
7.1.1 Einfluss der AlN:Mg EBL-Schichtdicke
Um den Einfluss der AlN:Mg EBL-Schichtdicke auf die Emissionseigenschaften von
245nm LEDs zu untersuchen, wurde die Schichtdicke des EBLs zwischen 0nm und
8nm variiert. Alle LED-Heterostrukturen bestehen aus einer Si-dotierten Al
0,8
Ga
0,2
N
n-Seite sowie einer dreifach Al
x
Ga
1−x
N/Al
y
Ga
1−y
N MQW aktiven Zone mit 2,2 nm
dicken QWs. Der AlN:Mg EBL befindet sich p-seitig der aktiven Zone und wird von
einem Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL gefolgt. Die untersuchten LED-Heterostrukturen besitzen
eine AlN:Mg p-Seite bzw. (siehe Kennzeichnung) ein Al
x
Ga
1−x
N:Mg/Al
y
Ga
1−y
N:Mg-SL
(
x
=0,42,
y
=0,32) sowie eine 20 nm dicke GaN:Mg Kontaktschicht. Kolbe et al. [
33
]
konnte für LEDs mit Emissionswellenlänge von 290nm zeigen, dass die Verwendung
eines AlN(:Mg)/Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg EBH im Vergleich zu LED-Heterostrukturen mit ei-
nem konventionellen Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg EBL eine Leistungssteigerung um den Faktor
8,5 ermöglicht. Im Fall der hier vorliegenden LED-Heterostrukturen kann die dem
75
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
AlN:Mg folgende Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg Schicht aufgrund der geringen Bandlücke kein Elek-
tronenblockierverhalten aufweisen und dient daher der Lochinjektion (siehe Kapitel 7.2)
[137].
200 250 300 350 400 450
10-3
10-2
10-1
100
AlN:Mg EBL thickness
0 nm
2 nm
4 nm
6 nm
8 nm (AlGaN p-SL)
spectral power density (µW/nm)
wavelength (nm)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
(a)
02468
10-1
100
101
102
parasitic luminescence
QW luminescence
emission power (µW)
AlN:Mg EBL thickness (nm)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
AlGaN
p-SL
integrated luminescence
(b)
Abbildung 7.1:
Spektren (a) sowie integrierte Leistung, Leistung der QWs und der parasitären
Lumineszenz (b) für LEDs mit variierter AlN:Mg EBL-Dicke [
137
]. (EL-Messungen teilweise von M.
Guttmann, TU Berlin.)
Betrachtet man die in Abbildung 7.1 dargestellten Spektren (a) sowie die integrierten
Leistungen, die Leistung der QW-Lumineszenz und der parasitären Lumineszenz (b)
von LEDs mit AlN:Mg EBL-Schichtdicken zwischen 0 nm und 8 nm, kann für AlN:Mg
EBL-Dicken größer 4 nm QW-Lumineszenz bei 245 nm festgestellt werden. Zudem ist
für alle LEDs parasitäre Lumineszenz bei 280 nm sichtbar. Für dünne EBLs
<
2nm ist
keine QW-Leistung messbar. Mit steigender EBL-Dicke nimmt sowohl die Leistung der
QW-Lumineszenz als auch die Leistung der parasitären Lumineszenz zu und erreicht
bei einer EBL-Dicke von
≈
6 nm ihr Maximum von 7
μ
W für die QW-Leistung und
105
μ
W für die Leistung der parasitären Lumineszenz. Für dickere EBLs nehmen beide
Leistungen wieder ab.
Abbildung 7.2:
Simulation der La-
dungsträgerdichte und der strahlen-
den Rekombinationsrate in Abhängig-
keit von der EBL-Dicke. (Simulation
von M. Guttmann, TU Berlin.)
02468
1012
1013
200 A/cm2
charge carrier concentration (cm
-2
)
AlN(:Mg) EBL thickness (nm)
1019
1020
radiative recombination rate (cm
-2
s
-1
)
holes
electrons
76
7.1. Steigerung der Elektronenblockiereigenschaften
Simulationen der Ladungsträgerdichte innerhalb der QWs sowie der strahlenden Re-
kombinationsrate in Abhängigkeit von der EBL-Dicke sind in Abbildung 7.2 dargestellt
und lassen die Ursache für die Leistungssteigerung der QW-Lumineszenz in einer gestei-
gerten CIE finden. Mit zunehmender EBL-Dicke werden Elektronen besser blockiert
und können die aktive Zone nicht mehr verlassen. Dies resultiert in einer gesteigerten
Elektronendichte innerhalb der QWs und somit in einer gesteigerten Rekombinations-
rate. Für zu dicke EBLs (
>
6nm im Experiment,
>
1-2nm in der Simulation) wird
die Lochinjektion unterdrückt, wodurch die Rekombinationsrate wieder abnimmt. Die
Diskrepanz zwischen Experiment und Simulation kann dabei unter Umständen in einer
falsch angenommenen Tunnelwahrscheinlichkeit der Elektronen gefunden werden. Durch
eine höhere Tunnelwahrscheinlichkeit würden, besonders für kleine EBL-Dicken, mehr
Elektronen in die p-Seite der LED gelangen, wo sie mit den Löchern rekombinieren kön-
nen. Dadurch verschiebt sich die maximale Elektronen- und Lochdichte und folglich die
maximale strahlende Rekombinationsrate zu größeren EBL-Dicken. Das Verhalten der
parasitären Lumineszenz ist jedoch nicht mit einer gesteigerten Elektronenblockierung
in Einklang zu bringen, da für gewöhnlich ein reduzierter Elektronenleckstrom in die
p-Seite der LEDs in einer reduzierten strahlenden Rekombinationsrate auf der p-Seite
resultiert. Der Ursprung der parasitären Lumineszenz bei 280nm soll daher zunächst
ergründet werden.
7.1.2 Ursprung der parasitären Lumineszenz bei 280 nm
Um den Ursprung der parasitären Lumineszenz zu ergründen, müssen die Heterostruktur
der LEDs genau betrachtet und mögliche Quellen identifiziert bzw. ausgeschlossen
werden. Folgende Schichten und Ursachen wurden in Betracht gezogen und weitergehend
untersucht.
(i)
n-Seite: Band-zu-Band Rekombination oder Rekombination über tiefe Störstellen
im AlGaN:Si.
(ii)
p-Seite: Rekombination über tiefe Störstellen innerhalb der AlN:Mg p-Seite oder
Band-zu-Band Rekombination im
AlGaN:Mg
-SL bzw. Rekombination über tiefe
Störstellen.
(iii) EBL: Rekombination über tiefe Störstellen im AlN:Mg EBL.
(iv)
HIL: Band-zu-Band Rekombinationen oder Übergänge über tiefe Störstellen im
Al0,7Ga0,3N:Mg HIL.
(v)
Aktive Zone: Band-zu-Band Rekombination innerhalb der aktiven Zone aufgrund
von Inhomogenitäten der Zusammensetzung oder Rekombination über tiefe Stör-
stellen innerhalb der QWs oder Barrieren.
(vi)
Band-zu-Band Rekombinationen oder Übergänge über tiefe Störstellen an Grenz-
flächen und Bandverzerrungen.
Defektlumineszenz aus AlGaN:Si
Das Al
0,8
Ga
0,2
N:Si der n-Seite kann als Ursprung der 280nm parasitären Lumineszenz
in Betracht gezogen werden. Dies könnte durch einen Leckstrom der Löcher hervor-
77
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5
6.0
10-4
10-3
10-2
10-1
100
LED 240 nm with 6 nm AlN:Mg EBL
(cw, on-wafer, In-dot, T = 300 K, I = 5 mA)
Al0.8Ga0.2N:Si (193 nm ArF excimer laser, T = 300 K)
norm. intensity
energy (eV)
PL
EL
450 400 350 300 250
wavelength (nm)
(a)
2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 6.0
10-3
10-2
10-1
100
LED 240 nm with 6 nm AlN:Mg EBL, T = 300 K
2 kV, 1.1 nA
3 kV, 1.2 nA
5 kV, 1.4 nA
norm. intensity
energy (eV)
CL
450 400 350 300 250
wavelength (nm)
(b)
2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 6.0
10-4
10-3
10-2
10-1
100
PL EL
LED 240 nm with 6 nm AlN:Mg EBL
(cw, on-wafer, In-dot, T = 300 K, I = 5 mA)
150 nm AlN:Mg (193 nm ArF excimer laser, T = 300 K)
norm. intensity
energy (eV)
450 400 350 300 250
wavelength (nm)
(c)
2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 6.0
10-4
10-3
10-2
10-1
100
spectral power density (µW/nm)
energy (eV)
LED 240 nm with
6 nm AlN:Mg EBL with AlN:Mg p-side
8 nm AlN:Mg EBL with AlGAN:Mg SL p-side
EL
450 400 350 300 250
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
wavelength (nm)
(d)
2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 6.0
10-4
10-3
10-2
10-1
100
LED 240 nm with
25 nm Al0.7Ga0.3N:Mg
12.5 nm Al0.8Ga0.2N:Mg + 12.5 nm Al0.6Ga0.4N:Mg
25 nm Al0.5Ga0.5N:Mg (I = 2 mA)
spectral power density (µW/nm)
energy (eV)
EL
450 400 350 300 250
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
wavelength (nm)
(e)
2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 6.0
10-4
10-3
10-2
10-1
100
LED 240 nm with 6 nm AlN:Mg EBL
(cw, on-wafer, In-dot, T = 300 K, I = 5 mA)
AZ 240 nm with 20 nm AlN cap
(193 nm ArF excimer laser, T = 300 K)
norm. intensity
energy (eV)
PL
EL
450 400 350 300 250
wavelength (nm)
(f)
Abbildung 7.3:
Untersuchungen zur Bestimmung des Ursprungs der parasitären Lumineszenz bei
280 nm. Vergleich eines EL-Spektrums einer LED mit 6 nm AlN:Mg EBL und einem PL-Spektrum
einer Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Probe (a). CL-Spektren einer LED mit 6 nm AlN:Mg EBL bei verschiedenen
Beschleunigungsspannungen (b). Vergleich eines EL-Spektrums einer LED mit 6 nm AlN:Mg EBL und
AlN:Mg p-Seite mit einem PL-Spektrum einer 150 nm dicken einzelnen AlN:Mg Schicht (c). Vergleich
von EL-Spektren von LEDs mit AlN:Mg p-Seite und AlGaN:Mg-SL (d) und EL-Spektren von LEDs mit
variiertem Al-Gehalt des HILs (e). Vergleich eines EL-Spektrums einer LED mit 6 nm AlN:Mg EBL mit
einem PL-Spektrum einer MQW-Struktur ohne p-Seite (f). (EL-Messung von M. Guttmann, TU Berlin.
PL-Messungen von C. Reich, TU Berlin. CL-Messungen von U. Zeimer, FBH Berlin.)
78
7.1. Steigerung der Elektronenblockiereigenschaften
gerufen werden, welche strahlend mit den Elektronen innerhalb des Al
0,8
Ga
0,2
N:Si
rekombinieren. In Abbildung 7.3(a) sind ein PL-Spektrum einer Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Probe
und EL-Spektrum einer LED mit 6nm AlN:Mg EBL verglichen. Das EL-Spektrum
weist 245nm QW-Emission sowie die parasitäre Lumineszenz bei 280nm auf. Im PL-
Spektrum ist zu erkennen, dass neben der bandkantennahen Lumineszenz (NBE von
engl. near bandedge emission) bei 235 nm (5,2 eV) zwei weitere Lumineszenzen auftreten.
Zum einen erkennt man bei 280 nm (4,4 eV) Lumineszenz, zum anderen bei 365nm
(3,4eV) Lumineszenz. Diese beiden Lumineszenzanteile sind auch in CL-Messungen
[
118
] sichtbar, wobei für die Erklärung der 280nm Lumineszenz nur der Übergang
bei 4,4eV betrachtet werden soll. Kusch et al. [
118
] ordnete die 4,4eV Lumineszenz
Donator-Akzeptor-Paar-Übergängen (DAP) vom Si-Donator zu einem einfach geladenen
Akzeptor zu, welcher unter Umständen ein Vakanz-Sauerstoff-Komplex (V
III
-2O
N
)
-
[
138
]
oder Sauerstoff auf einem Zwischengitterplatz O
i-
[
126
] ist. Betrachtet man in Abbil-
dung 7.3(b) zudem die CL-Spektren einer 240 nm LED-Heterostruktur bei verschiedenen
Beschleunigungsspannungen, so erkennt man, dass mit steigender Beschleunigungsspan-
nung von 2kV auf 5 kV die parasitäre Lumineszenz bei 280 nm an Intensität verliert. Da
sich mit steigender Beschleunigungsspannung das Anregungsvolumen zu tieferliegenden
Schichten verschiebt, sollte der Lumineszenzbeitrag bei 280nm zunehmen, wenn ihr
Ursprung in der n-Seite liegt. Trotz der energetischen Übereinstimmung der Lumineszenz
von PL, CL und EL, muss anhand der tiefenabhängigen CL-Spektren der Ursprung in
den obersten Schichten der LED-Heterostruktur liegen.
p-Seite und AlN:Mg EBL
Obwohl anhand des Verhaltens der QW-Lumineszenz für verschiedene AlN:Mg EBL-
Dicken die Ursache der 280nm parasitären Lumineszenz nicht im Elektronenleckstrom
zu vermuten ist, weisen die CL-Messungen darauf hin, dass der Ursprung in den oberen
Schichten der LED-Heterostruktur liegt. Eine der möglichen Schichten ist dabei die
AlN:Mg p-Seite bzw. das Al
0,42
Ga
0,58
N:Mg/Al
0,32
Ga
0,68
N:Mg-SL, wobei Band-zu-Band
Rekombination im AlN:Mg aufgrund der großen Bandlücke ausgeschlossen werden kann.
Eine mögliche Ursache könnten DAP-Übergange im AlN:Mg sein. In Abbildung 7.3(c)
ist das EL-Spektrum einer LED mit 6nm AlN:Mg EBL und AlN:Mg p-Seite mit dem
PL-Spektrum einer 150nm dicken AlN:Mg Schicht verglichen. Es ist ersichtlich, dass das
AlN:Mg eine breite Defektbande aufweist, welche von Energien
<
2,5eV bis 4eV reicht
und dann exponentiell abnimmt. Die parasitäre Lumineszenz bei 280nm der LED ist
jedoch nicht ersichtlich. Dies lässt darauf schließen, dass die in den LEDs beobachtete
parasitäre Lumineszenz nicht von Rekombinationen über tiefe Störstellen innerhalb der
AlN:Mg p-Seite noch innerhalb des AlN:Mg EBLs hervorgerufen wird. Vergleicht man
die EL-Spektren von einer LED mit AlN:Mg p-Seite mit einer LED mit AlGaN:Mg-SL
in Abbildung 7.3(d) ist zudem zu erkennen, dass sich die parasitäre Lumineszenz nur
geringfügig von 280nm auf 288nm verschiebt. Unter der Annahme, dass der Ursprung
dieser Lumineszenz unabhängig von der Zusammensetzung der p-Seite gleich bleibt
(DAP-Übergänge im AlN:Mg und AlGaN:Mg), müsste sich die Emissionswellenlänge
weiter ins Langwellige verschieben und unterhalb der NBE-Energie des AlGaN:Mg-SL
liegen (NBE(Al
0,32
Ga
0,68
N)
≈
305nm). Die p-Seite der LEDs (DAP im AlN:Mg und
NBE im AlGaN:Mg-SL) kann demnach als Ursache für die parasitäre Lumineszenz bei
280nm ausgeschlossen werden.
79
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
HIL
Ein weiterer möglicher Ursprung der parasitären Lumineszenz könnten Rekombinationen
(Band-zu-Band oder DAP-Übergänge) im HIL sein. Um diese Schicht als Ursache zu
untersuchen, wurden LEDs mit HILs verschiedenem Al-Gehalt gewachsen. Neben dem
ursprünglichen HIL mit
x
=0,7 (25nm) wurde eine LED mit
x
=0,5 (25nm) sowie
eine LED mit einem gestuften HIL mit je 12,5nm
x
=0,8 und
x
=0,6 realisiert. In
Abbildung 7.3(e) sind die Spektren der LEDs mit den verschiedenen HILs dargestellt.
Es ist zu erkennen, dass alle LEDs parasitäre Lumineszenz bei 280 nm aufweisen. Dies
spricht dafür, dass die 280nm Lumineszenz nicht aus dem HIL stammt, da sonst eine
Verschiebung der Emissionswellenlänge zu erwarten wäre. Der Einfluss des HILs auf die
Emissionseigenschaften der LEDs wird in Abschnitt 7.2 genauer erläutert.
Nebenlumineszenz aus der aktive Zone
Um nachzuvollziehen, ob die 280nm parasitäre Lumineszenz gegebenenfalls in der
aktiven Zone, z.B. in tiefen Störstellen, ihren Ursprung hat, wurde eine Vergleichsstruktur
ohne p-Seite gewachsen und mittels PL untersucht. In Abbildung 7.3(f) ist ein EL-
Spektrum einer LED mit 6nm dickem AlN:Mg EBL sowie ein PL-Spektrum einer
MQW-Vergleichsstruktur mit 20 nm undotiertem AlN als Deckschicht dargestellt. Beide
Spektren weisen dabei MQW-Emission bei 245nm (5,2eV) auf. Für das EL-Spektrum
ist die parasitäre Lumineszenz bei 280nm (4,4 eV) zu erkennen, welche im PL-Spektrum
nicht vorhanden ist. Dieses Fehlen der Lumineszenz bei 280nm spricht dafür, dass die
Ursache der 280nm Lumineszenz nicht innerhalb der aktiven Zone, wie bspw. durch
Inhomogenitäten der Zusammensetzung oder Rekombiantionsmechanismen über tiefe
Störstellen, zu suchen ist.
Ladungsträgerrekombination an Grenzflächen durch Bandverzerrungen
Neben Rekombinationen (Band-zu-Band oder über tiefe Störstellen) in den Einzelschich-
ten der LED-Heterostruktur muss berücksichtigt werden, dass es beim Betreiben der
LEDs bei EL-Messungen zu einer Verzerrung der Bandstruktur kommt, welche bei PL-
und CL-Messungen nicht auftritt. Zudem muss Rückdiffusion der Mg-Atome entgegen
der Wachstumsrichtung in die aktive Zone in Betracht gezogen werden [
139
]. Nakarmi
et al. [
40
] konnte mittels Tieftemperatur-PL-Messungen zeigen, dass Al
x
Ga
1−x
N:Mg
Defektlumineszenzen besitzt, welche durch Übergänge von dreifach geladenen Stickstoff-
vakanzen (V
N3+
) und neutralen Mg Akzeptoren (Mg
0
) hervorgerufen werden. Vergleicht
man dabei die Emissionsenergien dieser Übergänge in Abhängigkeit vom Al-Gehalt, so
stellt man fest, dass 280nm (4,4eV) Emission bei einem Al-Gehalt von
≈
80% erzielt
wird. Dieser Al-Gehalt wird in den verwendeten LED-Heterostrukturen in den Barrieren
verwendet, welche nominell undotiert sind. Auch der in Abbildung 7.3 (f) gezeigte
Vergleich der EL-Spektren mit einem PL-Spektrum einer MQW aktiven Zone kann
Mg-Rückdiffusion nicht widerspiegeln, da hier keine p-Seite vorhanden ist.
Um den Verlauf der parasitären Lumineszenz in Abhängigkeit von der AlN:Mg EBL-
Schichtdicke zu erklären, wurden Bandstruktursimulationen für verschiedene AlN:Mg
80
7.1. Steigerung der Elektronenblockiereigenschaften
EBL-Schichtdicken mit der kommerziellen Software „SiLENSe“ [
140
] erstellt. Diese sind
in Abbildung 7.4 dargestellt.
1230 1240 1250 1260 1270
1280
-6.0
-5.5
-0.5
0.0
0.5
1.0
4 nm
2 nm
1 nm
energy (eV)
position (μm)
AlGaN:Si 3 x MQW AlN(:Mg)
EBL
AlGaN:Mg
HIL
8 nm
200 A/cm²
Abbildung 7.4:
Simulierte Band-
strukturen für LEDs mit verschiede-
nen AlN:Mg EBL-Dicken [
137
]. (Si-
mulation von C. Reich, TU Berlin.
Reprinted from F. Mehnke et al.,Ap-
plied Physics Letters
105
, 051113
(2014), with the permission of AIP
Publishing.)
Mit steigender EBL-Dicke von 1 nm auf 8 nm bildet sich eine Banddiskontinuität an
der Grenzfläche von der letzten Barriere zum AlN:Mg EBL in Form einer energetischen
Vertiefung im Leitungsband aus, welche mit steigender EBL-Dicke zunimmt und bei 8 nm
sättigt. Diese Vertiefung kann Elektronen akkumulieren. Diese Vertiefung mit steigender
Schichtdicke und Sättigung bei 8 nm korreliert qualitativ gut mit dem Verhalten der
parasitären Lumineszenz aus Abbildung 7.1.
Das Verhalten der Leistung der parasitären Lumineszenz bei 280 nm resultiert folglich
aus dem Zusammenspiel von Ladungsträgerakkumulation an der Grenzfläche von letzter
Barriere und EBL und der Mg-Rückdiffusion in die aktive Zone. Mit steigender EBL-
Dicke nimmt die Leistung der parasitären Lumineszenz daher zuerst zu, da eine steigende
Anzahl von Elektronen in der Leitungsbandvertiefung eingefangen werden kann und
sättigt ab einer bestimmten AlN:Mg Schichtdicke, wie es auch in der Vertiefung an der
Heterostrukturgrenzfläche zu beobachten ist. Die Abnahme der Leistung der parasitären
Lumineszenz für Schichtdicken
>
8 nm resultiert, vergleichbar mit der Abnahme der
QW-Lumineszenz, aus einer reduzierten Lochinjektion.
7.1.3 Einfluss der Mg-Dotierung des EBLs
Die Dotierung des EBLs kann einen wesentlichen Einfluss auf die Emissionscharakteristik
der LED-Heterostrukturen haben. Für UVB LEDs mit Emissionswellenlänge von 295 nm
und 320 nm konnte gezeigt werden, dass bei einer zu großen Anzahl von Mg-Atomen
innerhalb des EBLs (Überdotierung), parasitäre Lumineszenz im Spektrum auftritt
[
141
,
142
]. Dabei führte die Überdotierung zum einen zu Selbstkompensationseffekten
der Mg-Akzeptoren [
143
], wodurch sich die Lochinjektionseffizienz in die aktive Zone
reduziert und somit Elektronenleckströme als auch die parasitäre Lumineszenz ansteigen
lässt. Zum anderen kann eine zu große Anzahl von Mg-Atomen zu strukturellen Defekten
wie bspw. pyramidialen Inversionsdomänen führen [
144
], welche ihrerseits zu einer
erhöhten strahlenden Rekombinationsrate innerhalb der p-Seite der LEDs führen können.
81
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
Um den Einfluss der Dotierung des EBLs auf die Emissionscharakteristik der UVC
LEDs und im Speziellen das Auftreten der parasitären Lumineszenz zu überprüfen,
wurden LEDs gewachsen, welche eine unterschiedliche Mg-Dotierung innerhalb des EBLs
aufweisen. Dazu wurde das Cp
2
Mg zu Gruppe-III (Cp
2
Mg/III) Verhältnis im AlN(:Mg)
EBL mit 6 nm Dicke zwischen 0% und 12% variiert. Alle dargestellten LEDs besitzen
eine AlN:Mg p-Seite.
200 250 300 350 400
450
10-3
10-2
10-1
100
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
AlN(:Mg) EBL
Cp2Mg/III ratio
0 %
4 %
8 %
12 %
spectral power density (μW/nm)
wavelength (nm)
(a)
024681012
10-1
100
101
102
QW luminescence
parasitic luminescence
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
emission power (µW)
AlN:Mg EBL Cp2Mg/III ratio (%)
integrated luminescence
(b)
Abbildung 7.5:
EL-Spektren (a) sowie integrierte Leistung, QW-Leistung und Leistung der parasitären
Lumineszenz von LEDs mit variiertem Cp
2
Mg/III-Verhältnis des AlN(:Mg) EBLs. (EL-Messungen
teilweise von M. Guttmann, TU Berlin.)
In Abbildung 7.5 sind die EL-Spektren (a) sowie die integrierte Leistung, die QW-
Leistung und die Leistung der parasitären Lumineszenz (b) der LEDs mit variier-
tem Cp
2
Mg/III-Verhältnis innerhalb des AlN(:Mg) EBLs dargestellt. Ein Cp
2
Mg/III-
Verhältnis von 4% entspricht dabei den zuvor betrachteten LEDs. Alle LEDs mit einem
Cp
2
Mg/III-Verhältnis zwischen 0% und 8% zeigen QW-Lumineszenz bei 245 nm und
parasitäre Lumineszenz bei 280 nm, welche ihren Ursprung an der Grenzfläche zwischen
der letzten Barriere und dem EBL hat. Für die LED mit einem Cp
2
Mg/III-Verhältnis
von 12% ist keine QW-Lumineszenz zu beobachten. Die Leistung der QW-Lumineszenz
fällt mit steigendem Cp
2
Mg/III-Verhältnis von 12
μ
W für einen undotierten EBL auf
1
μ
W für einen EBL mit einem Cp
2
Mg/III-Verhältnis von 8% ab. Die Leistung der
parasitären Lumineszenz ist maximal für Cp
2
Mg/III-Verhältnisse von 4% und fällt
zwischen 4% und 12% mit steigendem Cp
2
Mg/III-Verhältnis von 105
μ
Wauf20
μ
Wab.
Für den undotierten AlN EBL ist ebenfalls eine Abnahme der Leistung der parasitären
Lumineszenz auf
≈
7
μ
W festzustellen, wodurch die QW-Lumineszenz dominant wird
und mehr Leistung als die parasitäre Lumineszenz aufweist.
Da die parasitären Lumineszenz ihren Ursprung an der Grenzfläche von letzter Barriere
und EBL hat und durch Ladungsträgerakkumulation sowie Mg-Rückdiffusion in die
letzte Barriere hervorgerufen wird (siehe Abschnitt 7.1.2), kann geschlussfolgert werden,
dass für einen undotierten AlN EBL die Mg-Rückdiffusion in die letzte Barriere stark
unterdrückt ist. Die QW-Leistung ist folglich maximal und DAP-Übergänge von V
3+
N
nach Mg
0
treten weniger häufig auf, was sich in einer reduzierten Leistung der parasitären
Lumineszenz widerspiegelt. Für ein Cp
2
Mg/III-Verhältnis von 4% steigt die Leistung
der parasitären Lumineszenz aufgrund der möglichen DAP-Übergänge von V
3+
N
nach
82
7.1. Steigerung der Elektronenblockiereigenschaften
Mg
0
stark an und die QW-Leistung nimmt ab. Es kann vermutet werden, dass für weiter
steigendes Cp2Mg/III-Verhältnis >4% Selbstkompensationseffekte [145] innerhalb des
AlN:Mg EBLs auftreten. Diese führen zu einer reduzierten Akzeptordichte, wodurch
sich die Fermi-Energie innerhalb des AlN:Mg EBL tiefer in die Bandlücke verschiebt.
Der beobachtete Verlauf der QW-Lumineszenz als auch der parasitären Lumineszenz
lassen auf einen gesteigerten Elektronenleckstrom sowie eine reduzierte Lochinjektion
schließen.
7.1.4 Einfluss der AlN EBL-Schichtdicke
Das Wachstum eines undotierten EBLs verhindert die Rückdiffusion der Mg-Atome in
die aktive Zone und unterdrückt damit strahlende Rekombinationen von V
3+
N
nach Mg
0
an der Grenzfläche der letzten Barriere zum EBL. Um den Einfluss der Schichtdicke
eines undotierten EBL auf die Mg-Rückdiffusion und damit das Emissionsverhalten der
LEDs zu untersuchen, wurden LEDs mit undotierten AlN EBLs verschiedener Dicke
vergleichbar zu denen mit dotiertem AlN:Mg EBL gewachsen. Die untersuchten LED-
Heterostrukturen besitzen eine AlN:Mg p-Seite bzw. teilweise (siehe Kennzeichnung)
ein AlxGa1−xN:Mg/AlyGa1−yN:Mg-SL (x= 0,42, y= 0,32).
200 250 300 350 400
450
10-3
10-2
10-1
100
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
AlN EBL thickness
0 nm
2 nm
4 nm
4 nm (AlGaN p-SL)
6 nm
8 nm
8 nm (AlGaN p-SL)
12 nm (AlGaN p-SL)
spectral power density (μW/nm)
wavelength (nm)
(a)
024681012
10-1
100
101
102cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
emission power (µW)
AlN EBL thickness (nm)
AlGaN
p-SL
integrated luminescence
parasitic luminescence
QW luminescence
(b)
Abbildung 7.6:
Spektren (a) sowie integrierte Leistung der QWs und der parasitären Lumineszenz (b)
für LEDs mit unterschiedlicher AlN EBL-Dicke [
137
]. (EL-Messungen teilweise von M. Guttmann, C.
Kuhn und J. Enslin, TU Berlin.)
In Abbildung 7.6 sind die Spektren (a) sowie die integrierte Leistung, die Leistung der
QWs-Lumineszenz und der parasitären Lumineszenz (b) für verschiedene AlN EBL-
Dicken gezeigt. Alle LEDs ab einer EBL-Dicke von 4 nm zeigen QW-Lumineszenz bei
245 nm, welche mit steigender AlN EBL-Dicke zunächst zunimmt, bei 6 nm ihr Maximum
erreicht und anschließend wieder abnimmt. Dieses Verhalten ist identisch zu den LEDs
mit dotiertem AlN:Mg EBL verschiedener Dicke (vgl. Abbildung 7.1). Die CIE steigt,
da ein dickerer EBL ein besseres Blockierverhalten für Elektronen aufweist und nimmt
anschließend wieder ab, da der AlN EBL bei zu großer Dicke ein Lochblockierverhalten
ausbildet. Die Leistung der QW-Lumineszenz ist im Vergleich zu den LEDs mit AlN:Mg
EBL leicht gesteigert, da (auch für dünne EBLs) die Rückdiffusion der Mg-Atome in die
letzte Barriere unterdrückt ist und somit Rekombinationen von V
3+
N
nach Mg
0
innerhalb
83
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
der letzten Barriere vermieden werden. Die Leistung der parasitären Lumineszenz
verhält sich für dünne AlN EBLs ebenfalls identisch zu den LEDs mit dotierten AlN:Mg
EBLs (leicht reduzierte parasitäre Lumineszenz, da Rückdiffusion in die letzte Barriere
reduziert ist), verändert jedoch das Verhalten ab einer AlN EBL-Dicke von 4 nm. Ab
dieser Dicke bricht die Leistung der parasitären Lumineszenz ein und ist für AlN EBL-
Dicken
>
6nm geringer als die QW-Leistung. Dies kann damit erklärt werden, dass
für dünne undotierte EBLs die Diffusionslänge des Mg noch groß genug ist, um die
80%-igen Barrieren zu erreichen und hier tiefe Störstellen als Rekombinationszentren
zu bilden. Mit steigender Dicke der undotierten AlN EBLs erreicht immer weniger Mg
die Barrieren und die Leistung der parasitären Lumineszenz bricht ein. Für maximales
Elektronenblockierverhalten bei gleichzeitiger möglichst maximaler Lochinjektion sowie
der Unterdrückung von Mg-Rückdiffusion ist ein undotierter AlN EBL mit einer Dicke
zwischen 6nm und 8nm am vorteilhaftesten.
7.2 Verbesserte Lochinjektion in die aktive Zone
Wie bereits in den vorangegangenen Abschnitten ersichtlich wurde, ist für eine Steigerung
der CIE der LEDs nicht nur die Reduzierung des Elektronenleckstroms durch die
Nutzung eines EBLs von entscheidender Bedeutung, sondern auch die Fähigkeit, Löcher
in die aktive Zone zu injizieren. Da der EBL auf maximale Elektronenblockierfähigkeit
optimiert wurde, sollen zur effektiven Lochinjektion die darauffolgenden Schichten im
Heterostrukturdesign entsprechend angepasst werden. Dabei sind die Zusammensetzung
des HILs als auch des AlGaN:Mg-SLs sowie die Dotierung dieser Schichten entscheidend.
In den folgenden Abschnitten soll deren Einfluss auf die Emissionseigenschaften der
LEDs überprüft werden.
7.2.1 Einfluss der HIL Zusammensetzung
Bei den Untersuchungen zur Bestimmung des Ursprungs der parasitären Lumineszenz
wurde bereits beobachtet, dass die Zusammensetzung des HILs die Emissionscharak-
teristik der LEDs beeinflusst. Dabei war bereits ersichtlich, dass bei einem Al-Gehalt
von 50% des HILs keine QW-Lumineszenz zu beobachten ist. Für LEDs mit 6nm
dotiertem AlN:Mg EBL und 70% Al im 25nm dicken HIL sowie mit einem gestuften
HIL mit je 12,5nm 80% und 60% konnte QW-Lumineszenz beobachtet werden (vgl.
Abbildung 7.3(e)). Im Folgenden sollen die Emissionseigenschaften dieser LED-Hete-
rostrukturen mit vergleichbaren LEDs mit einem 8nm dicken undotierten AlN EBL
verglichen werden. Alle LEDs besitzen dabei eine AlN:Mg p-Seite.
In Abbildung 7.7 sind die Spektren (a) sowie die integrierte Leistung, die Leistung der
QW-Lumineszenz und der parasitären Lumineszenz (b) der LEDs mit verschiedenen
Kombinationen aus EBL und HIL dargestellt. Für alle LEDs ist QW-Lumineszenz
bei 245nm zu beobachten. Die LEDs mit 6nm dotiertem AlN:Mg EBL weisen zudem
parasitäre Lumineszenz bei 280nm auf, welche durch die Nutzung des 8 nm undotierten
AlN EBLs stark unterdrückt ist.
Die Änderung der Leistung der QW-Emission lässt sich durch eine Änderung der CIE
erklären. Wird der HIL von 70% Al auf einen gestuften HIL mit 80%/60% geändert,
84
7.2. Verbesserte Lochinjektion in die aktive Zone
200 250 300 350 400 450
10-3
10-2
10-1
100
6 nm AlN:Mg + 25 nm 70% HIL
6 nm AlN:Mg + 12.5 nm 80% + 12.5 nm 60% HIL
8 nm AlN + 25 nm 70% HIL
8 nm AlN + 12.5 nm 80% + 12.5 nm 60% HIL
spectral power density (µW/nm)
wavelength (nm)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
(a)
101
102
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 5 mA
8 nm AlN EBL
emission power (μW)
6 nm AlN:Mg EBL
25 nm Al0.7Ga0.3N:Mg
12.5 nm Al0.8Ga0.2N:Mg
+ 12.5 nm Al0.6Ga0.4N:Mg
25 nm Al0.7Ga0.3N:Mg
12.5 nm Al0.8Ga0.2N:Mg
+ 12.5 nm Al0.6Ga0.4N:Mg
average QW luminescence
average integrated luminescence
average parasitic luminescence
(b)
Abbildung 7.7:
Spektren (a) sowie integrierte Leistung, die Leistung der QWs und der parasitären
Lumineszenz (b) für LEDs mit unterschiedlicher HIL Zusammensetzung bei Verwendung eines 6 nm
dicken dotierten AlN:Mg EBLs und 8 nm dicken undotierten AlN EBLs. (EL-Messungen teilweise von
M. Guttmann und C. Kuhn, TU Berlin.)
müssen die Löcher im Valenzband kleinere energetische Barrieren zum AlN:Mg EBL
überwinden, um in die aktive Zone injiziert zu werden. Dies resultiert in einer gesteigerten
QW-Lumineszenz. Vergleicht man das Emissionsverhalten der LEDs mit 70% HIL und
80%/60% gestuften HIL bei Nutzung eines undotierten AlN EBLs, kann festgestellt
werden, dass die Leistung der QW-Lumineszenz (im Rahmen der Reproduzierbarkeit)
konstant bleibt. Die parasitäre Lumineszenz ist für beide HIL Strukturen unterdrückt,
da die Dichte der tiefen Störstellen an der Barrieren-EBL-Grenzfläche reduziert ist.
Vergleichbar zur Nutzung des dotierten AlN:Mg EBLs ist eine leichte Steigerung der QW-
Lumineszenz bei Nutzung des 80%/60% gestuften HILs zu beobachten, welche auf eine
gesteigerte CIE, aufgrund reduzierter Energiebarrieren im Valenzband, zurückzuführen
ist.
7.2.2 Einfluss der AlGaN:Mg-Übergitter Zusammensetzung
Wie in Kapitel 6 erwähnt, hatte ein Großteil der bisher gezeigten LEDs eine AlN:Mg
p-Seite, welche nach einem Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL gewachsen wurde (siehe Fußnote 10,
Seite 68). Diese wurde im Verlauf dieser Dissertation durch ein AlGaN:Mg/AlGaN:Mg
SL ersetzt, wobei die zuvor erzielten Ergebnisse zur Steigerung der Elektronenblockierei-
genschaften des EBLs auf ihre Gültigkeit überprüft worden sind. Die Aktivierungsenergie
der Mg-Akzeptoren nimmt in AlGaN:Mg Einzelschichten mit steigendem Aluminiumge-
halt von 125 meV - 200 meV für GaN:Mg auf ca. 500 meV für AlN:Mg zu [
40
–
47
]. Zudem
konnte gezeigt werden, dass die effektive Aktivierungsenergie der Mg-Akzeptoren in
(Al)GaN:Mg/Al(Ga)N:Mg-SLs gleicher mittlerer Zusammensetzung auf wenige 10 meV
abnimmt [
46
–
49
]. Durch die Verwendung von AlGaN:Mg/AlGaN:Mg SLs kann folglich
die Lochkonzentration innerhalb der p-Seite der LEDs im Vergleich zur Verwendung
von AlGaN:Mg Einzelschichten gesteigert werden. Gleichzeitig beeinflusst die mittle-
re Zusammensetzung des SLs die Lochinjektion in die aktive Zone der LEDs (siehe
Abschnitt 2.2.2).
85
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
Um den Einfluss der Al
x
Ga
1−x
N:Mg/Al
y
Ga
1−y
N:Mg-SL Zusammensetzung auf das
Emissionsverhalten der LED-Heterostrukturen zu untersuchen, wurden vier SLs mit
x
/
y
= 0,42/0,25,
x
/
y
= 0,42/0,32,
x
/
y
= 0,58/0,5 und
x
/
y
= 0,77/0,7 realisiert. Dabei
wurde das Cp
2
/Mg-Verhältnis bei 3%/2% konstant gehalten. Alle LEDs wurden auf
eine Al
0,9
Ga
0,1
N:Si Stromspreizungsschicht gewachsen und besitzen eine dreifach MQW
aktive Zone mit Emissionswellenlänge bei 233 nm, einen 6 nm dicken undotierten AlN
EBL sowie einen 25 nm dicken Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL und werden von einer 20nm dicken
GaN:Mg Kontaktschicht abgeschlossen
12
. Mittels asymmetrischer RSMs nahe des AlN
(10
¯
15) Reflexes wurde die Zusammensetzung der SLs überprüft. Dabei wurde festgestellt,
dass der mittlere Al-Gehalt der SLs geringer ist als von der nominellen Zusammensetzung
der Einzelschicht-Kalibrierproben zu erwarten wäre. Dies konnte auf eine Änderung der
Wachstumsbedingungen zurückgeführt werden, wobei sich unter anderem die Temperatur
des Suszeptors durch Wechsel und Vorbelegung ändert. Unter der Annahme, dass sich
die Zusammensetzung der QWs und Barrieren im AlGaN:Mg-SL gleichwertig zu den
Kalibrierproben verschiebt, ergibt sich die Zusammensetzung der SLs zu
x
/
y
= 0,35/0,19,
x
/
y
= 0,33/0,23,
x
/
y
= 0,51/0,43 und
x
/
y
= 0,74/0,66, wobei der Fehler beim Bestimmen
der Zusammensetzung aus den RSMs auf
±
3% des absoluten Al-Gehalts geschätzt
wurde.
200 250 300 350 400
450
10-3
10-2
10-1
100
101
102
103
QW
P3
P1
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
rel. spectral power density (μW/nm)
wavelength (nm)
p-SL Al content
35%/19%
33%/23%
51%/43%
74%/66%
P2
(a)
20 30 40 50 60 70
10-1
100
101
parasiticluminescence
QW luminescence
emission power (µW)
average SL aluminum content (%)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
integrated luminescence
(b)
Abbildung 7.8:
EL-Spektren (a) sowie integrierte Leistung, QW-Leistung und Leistung der parasitären
Lumineszenz (b) für LEDs mit verschiedenen AlGaN:Mg-SL Zusammensetzungen
x
/
y
= 0,74/0,66,
x
/
y
= 0,51/0,43,
x
/
y
= 0,33/0,23 und
x
/
y
= 0,35/0,19. In (a) ist die spektrale Leistungsdichte mit
steigender Zusammensetzung um je eine Größenordnung für bessere Sichtbarkeit verschoben. (EL-
Messungen von M. Guttmann und S. Kapanke, TU Berlin.)
In Abbildung 7.8 (a) sind die EL-Spektren der LEDs mit variierter AlGaN:Mg-SL Zu-
sammensetzung dargestellt. Es ist für alle LED Strukturen QW-Lumineszenz bei 233 nm
zu erkennen sowie verschieden ausgeprägte parasitäre Lumineszenz. Für alle LEDs exis-
tiert eine schmale kurzwellige parasitäre Lumineszenz P1 (325nm für
x
/
y
= 0,35/0,19,
290 nm für
x
/
y
= 0,74/0,66 SL), sowie eine breite langwellige parasitäre Lumineszenz
P2 (
≈
385 nm für
x
/
y
= 0,35/0,19,
≈
335 nm für
x
/
y
= 0,74/0,66). Beide parasitären
12
Die Emissionscharakteristik der im Folgenden gezeigten LED-Heterostrukturen kann nicht direkt mit
denen der zuvor gezeigten LEDs verglichen werden. Ursache dafür war ein Umbau der MOVPE-
Anlage, im Speziellen der Austausch des Heizers und des Suszeptors, was zu einer veränderten
Temperaturverteilung sowie einer geänderten Einbaueffizienz der Ausgangstoffe führt.
86
7.2. Verbesserte Lochinjektion in die aktive Zone
Lumineszenzen schieben mit steigendem mittleren Al-Gehalt des AlGaN:Mg-SL zu
kürzeren Wellenlängen. Für das AlGaN:Mg-SL mit dem höchsten mittleren Al-Gehalt
(
x
/
y
=0,74/0,66) ist zudem das Auftreten einer weiteren parasitären Lumineszenz P3 bei
305nm zu erkennen. Die Leistung der parasitären Lumineszenz ist für die drei LED- He-
terostrukuren mit den kleineren mittleren Al-Gehalten (
x
/
y
=0,35/0,19,
x
/
y
=0,33/0,23
und
x
/
y
=0,51/0,43) vergleichbar bei 3,1
µ
W-4,7
µ
W und steigt für die LED mit dem
höchsten mittleren Al-Gehalt des AlGaN:Mg-SL von
x
/
y
=0,74/0,66 auf 8,3
µ
W an.
Dieser Anstieg resultiert dabei aus dem Auftreten des zusätzlichen Lumineszenzanteils
P3. Betrachtet man die Leistung der QW-Lumineszenz, so ist diese für das AlGaN:Mg-SL
mit der Zusammensetzung von
x
/
y
=0,35/0,19 mit 0,8
µ
W am stärksten ausgeprägt, für
die AlGaN:Mg-SL mit höherem mittleren Al-Gehalt vergleichbar bei 0,27
µ
W-0,4
µ
W.
Da alle AlGaN:Mg-SLs für die Emissionswellenlänge von 233 nm absorbierend sind, muss
die gesteigerte QW-Lumineszenz aus einer gesteigerten CIE resultieren. Mit steigendem
Al-Gehalt der AlGaN:Mg-SLs nimmt die Lochkonzentration aufgrund der steigenden
Aktivierungsenergie der Mg-Akzeptoren ab [
40
–
47
]. Gleichzeitig wird der energetische
Unterschied im Valenzband zwischen dem AlGaN:Mg-SL und HIL kleiner, wodurch die
Löcher besser in Richtung der aktiven Zone transportiert werden können. Die Überla-
gerung dieser beiden Effekte resultiert dabei in der konstanten QW-Lumineszenz für
hohe mittlere Al-Gehalte des AlGaN:Mg-SL. Um das Auftreten der parasitären Lumi-
neszenz sowie deren Verlauf zu erklären, soll zunächst der Ursprung der verschiedenen
Lumineszenzanteile geklärt werden.
7.2.3 Ursprung der parasitären Lumineszenz im Emissionsspektrum
Zur detaillierten Untersuchung des Emissionsverhaltens und der Identifikation der Lu-
mineszenzanteile wurden alle LED-Heterostrukturen sowohl mit EL, als auch mittels PL
und CL untersucht. Dabei wurde immer durch die Oberfläche der Strukturen angeregt.
Bei den CL-Messungen wurde zudem die Beschleunigungsspannung zwischen 3 kV und
10kV variiert, wodurch die Anregungstiefe von
≈
40nm auf
≈
200nm
13
ansteigt. Bei
den PL-Messungen wurde ein ArF-Excimer Laser mit einer Wellenlänge von 193 nm
verwendet. Die Anregungstiefe kann dabei für die vorliegenden mittleren Al-Gehalte
der SLs unter Verwendung eines Absorptionskoeffizienten von
>
1
×
10
5
cm
−1
[
146
] mit
Hilfe des Lambert-Beer
´
schen Gesetzes auf ca. 100nm abgeschätzt werden
14
. Damit
können bei CL-Messungen mit ausreichend hoher Beschleunigungsspannung Ladungs-
träger innerhalb der n-Seite der LEDs angeregt werden, wohingegen bei PL-Messungen
Ladungsträger nur innerhalb der p-seitigen Schichten angeregt werden können.
In Abbildung 7.9 sind die EL-, PL- und CL-Spektren der LEDs mit unterschiedlichen
AlGaN:Mg-SL Zusammensetzungen dargestellt. Die in den EL-Spektren erkennbaren Lu-
mineszenzanteile (QW, P1, P2, P3) sind in den PL- und CL-Spektren teilweise ebenfalls
zu erkennen, teilweise kommen weitere Emissionsanteile hinzu. In allen PL-Spektren ist
erkennbar, dass die QW-Lumineszenz bei 233nm aufgrund der geringen Anregungstiefe
nicht detektiert wurde. Alle Emissionsanteile müssen folglich aus den p-seitigen Schich-
ten der LED stammen. In allen PL-Spektren sind für die verschiedenen AlGaN:Mg-SL
Zusammensetzungen drei Emissionsanteile enthalten. Eine Emission (P1), welche die
13
Angabe der Anregungstiefe für verschiedene Beschleunigungsspannungen von U. Zeimer, FBH Berlin.
14Abschätzung der Anregungstiefe von C. Reich, TU Berlin.
87
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
QW P1 P2
10-3
10-2
10-1
PL
spectral power
density (μW/nm)
Al
0.35
Ga
0.65
N:Mg/Al
0.19
Ga
0.81
N:Mg SL
CL
EL
10-1
100
101
intensity
(arb. u.)
GaN
NBE GaN:Mg
DAP
AlGaN:Si
DAP
200 250 300 350 400 450
500
101
102
103
104
10 kV
7 kV
5 kV
3 kV
intensity
(counts)
wavelength (nm)
6 5.5 5 4.5 4 3.5 3 2.5
energy (eV)
cw, on-wafer
T = 300K, I = 20mA
T = 300K
ArF excimer
T = 300K
150 l/mm grating
(a)
QW P1 P2
10-3
10-2
10-1
spectral power
density (µW/nm)
Al0.33Ga0.67N:Mg/Al0.23Ga0.77N:Mg SL
EL
PL
CL
10-1
100
101
intensity
(arb. u.)
200 250 300 350 400 450 500
101
102
103
104
10 kV
7 kV
5 kV
3 kV
intensity
(counts)
wavelength (nm)
6 5.5 5 4.5 4 3.5 3 2.5
energy (eV)
cw, on-wafer
T = 300K, I = 20mA
T = 300K
ArF excimer
T = 300K
150 l/mm grating
GaN
NBE GaN:Mg
DAP
AlGaN:Si
DAP
(b)
QW P1 P2
10-3
10-2
10-1
spectral power
density (µW/nm)
Al0.51Ga0.49N:Mg/Al0.43Ga0.57N:Mg SL
CL
PL
EL
10-1
100
101
intensity
(arb. u.)
200 250 300 350 400 450 500
101
102
103
104
10 kV
7 kV
5 kV
3 kV
intensity
(counts)
wavelength (nm)
6 5.5 5 4.5 4 3.5 3 2.5
energy (eV)
T = 300K
150 l/mm grating
T = 300K
ArF excimer
cw, on-wafer
T = 300K, I = 20mA
GaN
NBE GaN:Mg
DAP
AlGaN:Si
DAP
(c)
QW P1 P2
P3
10-3
10-2
10-1
spectral power
density (µW/nm)
Al0.74Ga0.26N:Mg/Al0.66Ga0.34N:Mg SL
10-1
100
101
intensity
(arb. u.)
200 250 300 350 400 450 500
101
102
103
104
10 kV
7 kV
5 kV
3 kV
intensity
(counts)
wavelength (nm)
GaN
NBE GaN:Mg
DAP
AlGaN:Si
DAP
6 5.5 5 4.5 4 3.5 3 2.5
energy (eV)
cw, on-wafer
T = 300K, I = 20mA
T = 300K
ArF excimer
T = 300K
150 l/mm grating
CL
PL
EL
(d)
Abbildung 7.9:
EL-, PL- und CL-Spektren von LEDs mit AlGaN:Mg-SL Zusammensetzung von
x
/
y
= 0,35/0,19 (a),
x
/
y
= 0,33/0,23 (b),
x
/
y
= 0,51/0,43 (c) und
x
/
y
= 0,74/0,66 (d). (EL-Messungen
von M. Guttmann und S. Kapanke, TU Berlin. PL-Messungen von C. Reich, TU Berlin. CL-Messungen
von U. Zeimer, FBH Berlin.)
88
7.2. Verbesserte Lochinjektion in die aktive Zone
gleiche Wellenlänge besitzt wie die schmale parasitäre Emission in den EL-Spektren und
ebenfalls ihre Wellenlänge mit der AlGaN:Mg-SL Zusammensetzung ändert sowie zwei
weitere Emissionen bei 360nm und 420nm, welche für alle AlGaN:Mg-SL Zusammen-
setzungen die gleiche Wellenlänge beibehält. Die 360nm Emission kann dabei der GaN
NBE zugeordnet werden, die 420nm Lumineszenz ist DAP-Übergängen im GaN:Mg
zugeordnet [
147
]. Diese Lumineszenzen stammen dabei aus der GaN:Mg Kontaktschicht
der LEDs. Die Lumineszenz P1, welche mit dem Al-Gehalt der AlGaN:Mg-SLs schiebt
und die gleiche Wellenlänge wie die parasitäre Lumineszenz in den EL-Spektren hat,
kann in ihrem Ursprung demnach auf das AlGaN:Mg-SL begrenzt werden. Der zweite,
breite langwellige Emissionsanteil (P2) in den EL-Spektren kann in den PL-Messungen
nicht beobachtet werden oder ist von den anderen Emissionen überlagert. Für das
AlGaN:Mg-SL mit dem höchsten mittleren Al-Gehalt von
x
/
y
=0,74/0,66 kann in den
PL-Spektren das Auftreten eines weiteren Emissionsanteils bei 310nm (P3), wie es in
den EL-Spektren sichtbar ist, nicht eindeutig beobachtet werden.
Betrachtet man die CL-Spektren für verschiedene Beschleunigungsspannungen zwi-
schen 3kV und 10kV, können bis zu vier Emissionsanteile beobachtet werden. In allen
CL-Spektren kann bei 233nm QW-Lumineszenz ab einer Beschleunigungsspannung
von 3kV-5kV beobachtet werden. Demnach ist für kleinere Beschleunigungsspannun-
gen die Anregung ausschließlich in den p-seitigen Schichten der LED, für größere
Beschleunigungsspannungen ebenfalls in den n-seitigen Schichten der LED. Die parasi-
täre Lumineszenz (P1), welche auch in EL- und PL-Spektren sichtbar ist, kann auch
in den CL-Spektren beobachtet werden und verschiebt sich mit steigendem Al-Gehalt
der AlGaN:Mg-SL zu kürzeren Wellenlängen. Da diese Emission auch bei kleinen Be-
schleunigungsspannungen von 3 kV sichtbar ist, muss sie aus oberflächennahen Schichten
stammen. Für die LED mit dem höchsten mittleren Al-Gehalt des AlGaN:Mg-SLs
von
x
/
y
=0,74/0,66 ist ebenfalls die Ausbildung des zusätzlichen Emissionsanteils (P3)
zu erkennen. Dieses AlGaN:Mg-SL besitzt die Besonderheit, dass die Barrieren des
AlGaN:Mg-SLs einen größeren Al-Gehalt haben als der HIL. Dies kann zum Einschluss
von Elektronen im HIL sowie strahlender Rekombination führen. Weiterhin ist in den
CL-Spektren für große Beschleunigungsspannungen eine breite Lumineszenz zwischen
350nm und 500nm zu erkennen. Das Maximum dieser Lumineszenz liegt bei 400 nm
und scheint sich nicht mit dem Al-Gehalt der AlGaN:Mg-SL zu verschieben, nimmt
aber mit steigender Beschleunigungsspannung stark an Intensität zu. Dies spricht dafür,
dass diese Lumineszenz aus den n-seitigen Schichten der LED Struktur stammt. Bei
Untersuchungen des Lumineszenzverhaltens von Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Schichten mittels CL
konnte ebenfalls Emission bei 400nm festgestellt werden. Diese wurde Übergängen von
Si zu dreifach negativ geladenen Gruppe-III-Vakanzen (V
III3-
) zugeordnet [
118
,
148
].
Die breite langwellige Lumineszenz (P2) aus den EL-Spektren kann in den CL-Spektren
nicht eindeutig identifiziert werden. Für die LEDs mit der geringeren AlGaN:Mg-SL
Zusammensetzung (35%/19%, 33%/23%) ist dieser Lumineszenzanteil vermutlich von
der breiten Lumineszenz aus den Si-dotierten Schichten überlagert. Es ist nur eine
geringfügige Verschiebung des Emissionsmaximums mit steigender Beschleunigungsspan-
nung ins Langwellige zu beobachten. Für AlGaN:Mg-SL mit höherer Zusammensetzung
(51%/43%, 74%/66%) und damit einer stärkeren Wellenlängenseparation der Si-V
III3-
Übergänge und der P2 Lumineszenz ist eine leichte Schulter bei 350nm bzw. 340 nm zu
erkennen, welche unter Umständen dem Emissionsanteil P2 zugeordnet werden kann.
89
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
Es bleibt festzuhalten, dass:
(i)
die QW-Lumineszenz aufgrund der geringen Anregungstiefe von
<
100nm nicht in
PL-Spektren sichtbar ist. Alle Lumineszenzanteile in den PL-Spektren stammen
aus den p-seitigen Schichten der LED-Heterostruktur.
(ii)
die QW-Lumineszenz in den CL-Spektren nur für Beschleunigungsspannungen
>
5kV sichtbar ist. Lumineszenzanteile bei kleineren Beschleunigungsspannungen
stammen folglich aus den p-seitigen Schichten der LED-Heterostruktur.
(iii)
die parasitären Lumineszenzen P1 in PL- und CL-Spektren beobachtet werden
können und sich analog zu den EL-Spektren mit steigenden AlGaN:Mg-SL Zu-
sammensetzung verschieben. Sie müssen aus den p-seitigen Schichten der LED-
Heterostruktur stammen.
(iv)
der parasitäre Lumineszenzanteil P3 ausschließlich für hohe AlGaN:Mg-SL Zu-
sammensetzung von 74%/66% beobachtbar ist. Aufgrund der energetisch höheren
Barrieren des AlGaN:Mg-SL im Vergleich zum HIL und damit möglichem Elektro-
neneinschluss stammt diese Lumineszenz vermutlich aus dem HIL.
(v)
die parasitäre Lumineszenz P2 in PL- und CL- Spektren nicht oder nicht ein-
deutig sichtbar ist. Eine Möglichkeit dafür könnte die Überlagerung mit anderen
Lumineszenzanteilen sein. Es kann jedoch nicht ausgeschlossen werden, dass die
Lumineszenz P2 in den EL-Spektren nur aufgrund von spannungsinduzierten
Bandverzerrungen sichtbar ist, welche in den PL- und CL-Messungen nicht vor-
kommen.
(vi)
die zusätzlichen Lumineszenzanteile in den PL- und CL-Spektren anderen Schichten
zugeordnet werden können, welche in EL-Messungen nicht angeregt sind. In den PL-
Spektren konnten Band-zu-Band Rekombinationen in GaN bei 360 nm beobachtet
werden sowie DAP-Übergänge des GaN:Mg. Zudem konnte in den CL-Spektren
bei hohen Beschleunigungsspannungen breite Lumineszenz bei 350nm-500nm
der DAP-Rekombination von Si nach VIII3- zugeordnet werden.
Die Untersuchungen der LED-Heterostrukturen mittels PL und CL weisen darauf hin,
dass die parasitären Lumineszenzen aus dem AlGaN:Mg-SL bzw. dem HIL stammen.
Vergleichbar zu den Untersuchungen in Kapitel 7.1 zur 280 nm Lumineszenz kommen
DAP-Übergänge von V
N3+
nach Mg
0
oder vom Leitungsband zu Mg
0
in Frage, welche
von Nakarmi et al. [
40
] und Imura et al. [
149
] beobachtet worden sind. Es ist davon
auszugehen, dass strahlende Rekombinationen im AlGaN:Mg-SL aus den Quantenfilmen
stammen, da die Ladungsträger hier eingeschlossen werden.
In Abbildung 7.10 sind die Emissionsenergien der parasitären Lumineszenzen P1, P2
und P3 aus den EL-Messungen über den Al-Gehalt der AlGaN:Mg-SL Quantenfilme
bzw. des HILs sowie beobachtete Übergangsenergien von
EC
nach Mg
0
und V
N3+
nach Mg
0
[
40
,
149
] aufgetragen. Des Weiteren ist die NBE-Übergangsenergie vom
Leitungsband ins Valenzband dargestellt, welche von Nakarmi et al. [40] übernommen
wurde. Dabei wurden für die Bandlücken
EGaN
=3,5eV und
EAlN
=6,11eV sowie ein
Bowing-Parameter
b
=1eV angenommen. Die Emissionsenergien von Nakarmi et al.
wurden mittels PL bei 10K aufgenommen, die Emissionsenergien von Imura et al.
wurden mittels CL bei Raumtemperatur aufgenommen. Da sich die Daten von Nakarmi
et al. und Imura et al. in ihrer Emissionsenergie nicht wesentlich unterscheiden, wird
90
7.2. Verbesserte Lochinjektion in die aktive Zone
0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
3.0
3.5
4.0
4.5
5.0
5.5
6.0
VN
3+ - Mg0
E
C
- Mg
0
P1
P2
P3
VN
3+ - Mg0 (Nakarmi et al.)
VN
3+ - Mg0 (Imura et al.)
EC - Mg0 (Nakarmi et al.)
energy (eV)
p-SL well aluminum content x
NBE
450
400
350
300
250
200
wavelength (nm)
Abbildung 7.10:
Emissionsenergien
der parasitären Lumineszenzen P1,
P2 und P3 über den Al-Gehalt der
AlGaN:Mg-SL Quantenfilme bzw. des
HILs sowie die Übergangsenergien
von
EC
nach Mg
0
und von V
3+
N
nach
Mg0[40, 149].
davon ausgegangen, dass EL-Messungen bei Raumtemperatur vergleichbare Ergebnisse
bezüglich der Emissionsenergie liefern. Ein Unterschied zwischen den EL- und PL-
bzw. CL-Daten kann jedoch durch die angelegte Spannung bei den EL-Messungen
entstehen. Zudem sind die untersuchten Schichten bei Nakarmi et al. und Imura et al.
vergleichsweise dicke Einzelschichten.
Betrachtet man die ermittelten Emissionsenergien, kann beobachtet werden, dass P1
mit steigender AlGaN:Mg-SL Quantenfilmzusammensetzung zunächst mit NBE über-
einstimmt, die
EC
nach Mg
0
Übergangsenergie kreuzt und sich der V
N3+
nach Mg
0
Übergangsenergie annähert. P2 ist in guter Übereinstimmung mit der Übergangsenergie
von V
N3+
nach Mg
0
für kleine AlGaN:Mg-SL Quantenfilmzusammensetzungen, ist
jedoch für hohe Zusammensetzungen zu langwellig. Grundsätzlich ist festzustellen, dass
der energetische Abstand von P1 und P2 in guter Übereinstimmung zu den Übergangs-
energien von V
N3+
nach Mg
0
bzw.
EC
nach Mg
0
ist und dieselbe Tendenz aufweist. Die
Abweichung zur Literatur könnte in der Übergitterstruktur liegen, da es aufgrund der
Polaristionsfelder zu einer Verzerrung der Bandstruktur kommt. Über eine Verschiebung
der energetischen Niveaus, welche die parasitäre Lumineszenz hervorrufen, kann jedoch
nur spekuliert werden. Für die parasitäre Lumineszenz P3, welche nur in den LED-
Heterostrukturen mit der höchsten AlGaN:Mg-SL Zusammensetzung beobachtbar ist,
kann festgestellt werden, dass die Emissionsenergie unter der Annahme von Emission
innerhalb des HILs in guter Übereinstimmung zur Übergangsenergie von V
N3+
nach
Mg
0
ist. Wegen der vergleichsweise großen Dicke des HILs (25 nm) zu den AlGaN:Mg-SL
Quantenfilmen (2,5 nm) kann eine Verschiebung der energetischen Niveaus aufgrund
von Polarisationsfeldern, vergleichbar zu den Untersuchungen der 280 nm parsitären
Lumineszenz in Abschnitt 7.1, ausgeschlossen werden.
7.2.4 Einfluss der HIL und AlGaN:Mg-Übergitter Dotierung
Wie bereits in Abschnitt 7.1 festgestellt wurde, hat die Dotierung einer Schicht einen
entscheidenden Einfluss auf die Emissionscharakteristik und die CIE der LEDs. Um
den Einfluss der HIL und AlGaN:Mg-SL Dotierung zu testen, wurde das Cp
2
Mg/III-
Verhältnis während des Wachstums zwischen 1% und 4% im HIL (0,75%/0,5% bis 3%/2%
91
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
im AlGaN:Mg-SL) variiert. Alle LED-Heterostrukturen beinhalten eine dreifach MQW
aktive Zone mit Emissionswellenlänge von 233 nm und wurden auf einer
Al0,9Ga0,1N:Si
Stromspreizungsschicht gewachsen. Ein undotierter 6 nm dicker AlN EBL genutzt.
Der HIL war in allen LEDs 25 nm dick und hatte einen Al-Gehalt von 70%, das
AlGaN:Mg-SL hatte eine Zusammensetzung von 35%/19%. Alle LEDs wurden mittels
photolithographischer Methoden prozessiert [
76
,
150
] und ohne Vereinzelung der Chips
charakterisiert. Der p-Kontakt hatte eine fingerartige Fläche von 0,02 mm
2
. Es wurde
bei der Charakterisierung dieser LEDs festgestellt, dass es für kleine Cp
2
Mg-Verhältnisse
innerhalb des AlGaN:Mg-SL zu einem Einbrennverhalten, d.h. einer Steigerung der QW-
Leistung mit zunehmender Betriebszeit, kommt. Dieses Einbrennverhalten ist zudem
vom angelegten Strom und von der Temperatur abhängig. Es bleibt jedoch festzuhalten,
dass alle gezeigten Spektren und Leistungen nach Sättigung der Leistung aufgenommen
sind.
200 250 300 350 400
450
10-4
10-3
10-2
10-1
100
spectral power density (μW/nm)
wavelength (nm)
HIL Cp2Mg/III
1.0%
1.5%
2.0%
2.5%
3.0%
4.0%
cw, on-wafer
A = 0.02 mm2
T = 300 K
I = 20 mA
(a)
1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0
10-1
100
101
emission power (µW)
Cp2Mg/III ratio in HIL (%)
0
5
10
15
20
parasitic luminescence
QW luminescence
cw, on-wafer
A = 0.02 mm2
T = 300K
I = 20 mA
voltage (V)
integrated luminescence
(b)
Abbildung 7.11:
Spektren (a) sowie integrierte Leistung der QWs und der parasitären Lumineszenz (b)
für LEDs mit unterschiedlicher HIL und AlGaN:Mg-SL Dotierung. (EL-Messungen von M. Guttmann
und J. Jordan, TU Berlin.)
In Abbildung 7.11 sind die Spektren (a) und die integrierte Leistung, die Leistung
der QWs und der parasitären Lumineszenz (b) von prozessierten LEDs mit variabler
Dotierung des HILs und des AlGaN:Mg-SL dargestellt. Zudem sind in Abbildung 7.11 (b)
die Betriebsspannungen dargestellt. Alle LEDs zeigen 233 nm QW-Lumineszenz. Des
Weiteren sind drei verschiedene spektrale Anteile zu erkennen, welche nicht aus den QWs
stammen: erstens, ein relativ geringer Anteil bei 275 nm, zweitens, deutliche parasitäre
Lumineszenz mit geringer spektraler Verbreiterung bei 325 nm und drittens, breite
parasitäre Lumineszenz zwischen 350 nm und 450 nm, welche auf der kurzwelligen Seite
mit der 325 nm Lumineszenz überlagert. Die 275 nm Lumineszenz stammt hierbei aus
Übergängen von V
N3+
nach Mg
0
an der Grenzfläche von der letzten Barriere zum AlN
EBL, wie sie bei den Untersuchungen zur Steigerung der Elektronenblockiereigenschaften
des EBLs identifiziert worden ist (siehe Abschnitt 7.1). In den hier untersuchten LEDs
ist diese Lumineszenz nur schwach ausgeprägt, da aufgrund des verwendeten undotierten
EBLs nur eine geringe Anzahl von Mg-Atomen bis zu dieser Schicht diffundieren kann.
Der Ursprung der parasitären Lumineszenz bei 325 nm wurde im vorherigen Abschnitt
92
7.2. Verbesserte Lochinjektion in die aktive Zone
auf Übergänge von
EC
nach Mg
0
, die 350nm - 450nm auf Übergänge von V
3+
N
nach
Mg0zurückgeführt.
Betrachtet man den Verlauf der QW-Leistung, kann festgestellt werden, dass diese mit
steigender Mg-Dotierung des HILs und AlGaN:Mg-SLs abnimmt. Dabei bleibt die QW-
Emission bis zu einem Cp
2
Mg/III-Verhältnis von 3% dominant, darüber hinaus stammt
der größte Teil der integrierten Leistung aus den parasitären Lumineszenzanteilen. Dieses
Verhalten muss aus einer reduzierten CIE, im Speziellen einer reduzierten Lochinjektion,
resultieren. Mögliche Ursachen können dabei Kompensations- und Selbstkompensations-
effekte des Mg [
145
] sein. Diese resultieren in einer geringeren Anzahl vom Akzeptoren,
einer ansteigenden Fermi-Energie und einer geringeren freien Ladungsträgerkonzentra-
tion. Die Betriebsspannung der LEDs bei 20mA ist für alle Cp
2
Mg/III-Verhältnisse
konstant zwischen 17 V und 19V. Es ist daher zu vermuten, dass aufgrund des gleichen
Energieeintrags die Erwärmung innerhalb der LEDs gleich ist.
Es ist davon auszugehen, dass die reduzierte QW-Leistung mit steigendem Cp
2
Mg/III-
Verhältnis durch einen Anstieg des Elektronenleckstroms und damit einhergehend
einer geringeren Lochinjektion hervorgerufen wird. Unterstützt wird diese Annahme
durch die beobachtete Abnahme der parasitäre Lumineszenz bei 275nm mit steigendem
Cp
2
Mg/III-Verhältnis. Die abnehmende CIE resultiert in einer geringeren Lochdichte
innerhalb der aktiven Zone, also auch an der Grenzfläche von der letzten Barriere
zum EBL und damit in einer reduzierten strahlenden Rekombinationsrate, der hier
vorhandenen DAP-Übergänge. Es ist jedoch keine signifikante Änderung der Leistung
der parasitären Lumineszenz bei 325nm und zwischen 350 nm und 450 nm, welche
aus dem AlGaN:Mg-SL stammen, mit dem Cp
2
Mg Verhältnis zu beobachten. Eine
mögliche Erklärung dafür könnte im Verhältnis der strahlenden und nicht-strahlenden
Rekombinationsrate innerhalb des AlGaN:Mg-SL gefunden werden. Unter der Annahme,
dass unabhängig von der HIL und AlGaN:Mg-SL Dotierung ein sehr großer Prozentsatz
der Elektronen in die p-Seite gelangt, wobei davon erneut ein großer Prozentsatz nicht-
strahlend im AlGaN:Mg-SL rekombiniert, kann vermutet werden, dass eine kleine
Änderung der Lochinjektion durch Reduktion des Cp
2
Mg Verhältnisses sich maßgeblich
in einer Änderung der QW-Leistung manifestiert, jedoch einen vernachlässigbar kleinen
Einfluss auf die Leistung der parasitären Lumineszenz hat.
Eine nennenswerte Beobachtung in der spektralen Verteilung der parasitären Lumines-
zenz ist, dass für kleine Cp
2
Mg-Verhältnisse zwischen 1% und 3% ein breites Maximum
zwischen 300nm und 450nm zu erkennen ist, welches aus einer Überlagerung der
EC
nach Mg
0
und V
3+
N
nach Mg
0
Übergänge stammt. Für große Cp
2
Mg-Verhältnisse
über 2,5% bildet sich ein scharfes Maximum der 325nm Lumineszenz aus, welches aus
den
EC
nach Mg
0
Übergängen resultiert. Über die Ursache dieser Verschiebung der
spektralen Anteile kann zur Zeit nur spekuliert werden. Es steht zur Vermutung, dass
die Verschiebung aus einem Zusammenspiel der Dichte der V
3+
N
und Mg
0
Zustände
sowie einer Verschiebung der Fermi-Energie in Abhängigkeit der Akzeptordichte unter
Berücksichtigung von Mg-Selbstkompensationseffekten resultiert.
7.2.5 Weitere Ansätze zur Steigerung der Injektionseffizienz
Im Verlauf der Forschungsarbeiten zur Steigerung der CIE wurden weitere Ergebnisse
erzielt, jedoch nicht weiter verfolgt. Dies ist Aufgabe künftiger Forschung. Zum einen
93
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
wurde festgestellt, dass Sauerstoff in der Glovebox, also außerhalb des Reaktors und
nur in Kontakt mit dem Reaktorinneren während des Einlegens der Substrate, für einen
unbestimmten Zeitraum der Forschungsarbeiten vorhanden war. Ein Abdichten der
Glovebox und folglich einer Reduktion des Sauerstoffs führte zu einer Steigerung der
QW-Lumineszenz. Zum anderen konnten Forschungsarbeiten an 265 nm Laserdioden
erhebliche Fortschritte bei der Ladungsträgerinjektion durch die Verwendung von kurz-
periodigen Übergittern (SPSL von engl. short period superlattice)[
49
,
151
] erzielen. Die
Ergebnisse sollen hier mit der zuvor gezeigten LED-Heterostruktur verglichen werden.
Alle LEDs besitzen dabei eine Al
0,9
Ga
0,1
N:Si Stromspreizungsschicht, eine dreifach
AlGaN MQW aktive Zone und einen 6 nm undotierten AlN EBL. Proben A und B
besitzen einen 25 nm dicken Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL, ein Al
x
Ga
1−x
N:Mg/Al
y
Ga
1−y
N:Mg-
SL (
x
= 0,35,
y
= 0,19) mit je 2,5nm Schichtdicke bei 30 Perioden sowie eine 20 nm
GaN:Mg Kontaktschicht. Probe C besitzt keinen HIL. Auf den AlN EBL folgt direkt
ein Al
0,8
Ga
0,2
N:Mg/Al
0,6
Ga
0,4
N:Mg-SPSL mit je 0,9 nm Schichtdicke bei 55 Perioden
sowie eine 20 nm dicke GaN:Mg Kontaktschicht. Probe B und C wurden dabei nach
Behebung des O2-Lecks innerhalb der Glovebox gewachsen.
200 250 300 350 400
450
0.0
0.5
1.0
1.5
2.0
0 5 10 15
20
0
5
10
15
20
25
30
integrated emission power (μW)
current (mA)
sample A - AlGaN p-SL
sample B - AlGaN p-SL reduced O2
sample C - AlGaN p-SPSL
spectral power density (μW/nm)
wavelength (nm)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
(a)
ABC
0
5
10
15
20
sample
AlGaN p-SPSL
AlGaN p-SL
reduced O2
average QW luminescence
average integrated luminescence
average parasitic luminescence
intergrated emission power (µW)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
AlGaN p-SL
(b)
Abbildung 7.12:
Spektren (a) sowie integrierte Leistung, QW-Leistung und Leistung der parasitären
Lumineszenz (b) für LEDs AlGaN:Mg-SL (A), AlGaN:Mg-SL bei reduziertem O
2
innerhalb der Glovebox
(B) und AlGaN:Mg-SPSL (C). (EL-Messungen von M. Guttmann und S. Kapanke, TU Berlin.)
In Abbildung 7.12 sind die Spektren (a) sowie die integrierte Leistung, die Leistung der
QWs und der parasitäre Lumineszenz (b) dargestellt. Das Inset von (a) zeigt zudem die
Strom-Leistungskennlinie der LEDs. Alle LEDs zeigen QW-Lumineszenz bei 233 nm
sowie schwach ausgeprägte parasitäre Lumineszenz zwischen 300 nm und 450 nm (1,3
μ
W
-3
μ
W), welche durch die in den Abschnitten 7.1 und 7.2 gezeigten Optimierungen
deutlich unterdrückt ist. Vergleicht man Probe A mit Probe B, so ist ersichtlich, dass
die durchschnittliche QW-Leistung von 7,4
μ
W auf 10,3
μ
W ansteigt. Da beide Proben
nominell identisch sind, wurde die Leistungssteigerung von
≈
40% auf die Reduktion
des O
2
innerhalb der Glovebox zurückgeführt. Zudem konnten SIMS-Messungen [
116
]
eine Sauerstoffkonzentration in Probe A innerhalb der n-Seite von
≈
3
×
10
18
cm
−3
detektieren, wohingegen Vergleichsproben nach Behebung des O
2
-Lecks Sauerstoffkon-
zentrationen von
<
5
×
10
17
cm
−3
aufwiesen. Dabei kann Sauerstoff innerhalb der n-Seite
der LEDs auf Zwischengitterplätzen (O
-
i
) oder in Form von (V
III
-2O
N
)
-
-oder(V
III
-O
N
)
2-
-
94
7.3. Zusammenfassung
Komplexen Akzeptorzustände bilden [
126
,
138
,
148
,
152
], welche die n-Leitfähigkeit
herabsetzen und somit die CIE beeinträchtigen. Des Weiteren ist denkbar, dass O
2
als
Punktdefekt innerhalb der aktiven Zone die nicht-strahlende Rekombinationsrate erhöht
und somit die IQE reduziert. Da alle zuvor gezeigten LED-Heterostrukturen eine erhöh-
te Sauerstoffkonzentration aufweisen, welche durch den Anlagendefekt hervorgerufen
wurde, ist davon auszugehen, dass die beobachteten Zusammenhänge ihre Gültigkeit
behalten.
Vergleicht man Probe B und C, ist eine weitere Steigerung der durchschnittlichen
QW-Leistung von 10,3
µ
W auf 15,3
µ
W (
≈
48%) zu erkennen. Diese Leistungssteigerung
kann ebenfalls auf eine gesteigerte CIE zurückgeführt werden. Zum einen konnte für
Al
0,6
Ga
0,4
N:Mg-SPSL gezeigt werden, dass die Leitfähigkeit aufgrund einer reduzierten
effektiven Aktivierungsenergie der Mg-Akzeptoren im Vergleich zu dicken Schichten
gesteigert wird [
49
]. Der Verzicht auf einen 25nm dicken AlGaN-HIL könnte daher
ebenfalls zu einer gesteigerten CIE führen. Zum anderen ist durch die Nutzung einer
einzelnen Schicht (Al
0,8
Ga
0,2
N:Mg/Al
0,6
Ga
0,4
N:Mg-SPSL anstatt Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL
und Al
0,35
Ga
0,65
N:Mg/Al
0,19
Ga
0,81
-SL) die Anzahl der Valenzbanddiskontinuitäten
reduziert, wodurch Ladungsträgerakkumulation an diesen Grenzflächen verhindert wird.
Die Reduktion des Sauerstoffs innerhalb der Glovebox und folglich die Reduktion von
Punktdefekten innerhalb der LED-Heterostruktur sowie die Verwendung von hoch-
aluminiumhaltigen AlGaN:Mg-SPSLs zur Steigerung der CIE sind vielversprechende
Ansätze zur weiteren Steigerung der Emissionsleitung der LEDs.
7.3 Zusammenfassung
Zur Steigerung der CIE von UVC LEDs mit Emissionswellenlänge
<
250nm wurden
zwei wesentlich Aspekte untersucht. Zum einen der Einfluss der Elektronensperrschicht
auf das Elektronenblockierverhalten, zum anderen der Einfluss der Lochinjektionsschicht
und des AlGaN:Mg-SL zur effektiven Lochinjektion.
Durch gezielte Variation der LED-Heterostruktur zur Untersuchung des Verhaltens der
Emissionscharakteristik in Abhängigkeit von der EBL-Dicke und Dotierung, HIL Zusam-
mensetzung, AlGaN:Mg-SL Zusammensetzung und HIL und AlGaN:Mg-SL Dotierung
konnte herausgefunden werden, dass:
(i)
die Schichtdicke eines AlN(:Mg) EBL entscheidend für die Blockierung der Elek-
tronen ist. Zu kleine EBL-Dicken führen zu Elektronenleckströmen, welche in der
p-Seite mit Löchern rekombinieren und damit nicht mehr innerhalb der aktiven
Zone zur Verfügung stehen. Dies führt zu geringer QW-Leistung. Für zu große
EBL-Schichtdicken wirkt der EBL als Lochblockierschicht. Eine EBL-Dicke von
6nm - 8nm wurde bei der Verwendung von Al
0,72
Ga
0,28
N/Al
0,82
Ga
0,18
N MQWs,
eines Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL und eines Al
0,33
Ga
0,67
N:Mg/Al
0,23
Ga
0,77
N:Mg p-SLs
bzw. einer AlN:Mg p-Seite als am wirksamsten gefunden.
(ii)
die EBL-Dotierung einen entscheidenden Einfluss auf die Emissionscharakteristik
der LEDs hat. Durch Dotierung des EBLs kommt es, in Abhängigkeit von der
EBL-Dicke, zu Rückdiffusion der Mg-Atome in die letzte Barriere. Aufgrund der
starken Bandverbiegung an der Heterogrenzfläche von der letzten Barriere zum
95
KAPITEL 7. UVC LEDS MIT VERBESSERTER INJEKTIONSEFFIZIENZ
EBL kommt es zur Ladungsträgerakkumulation, welche über Mg-induzierte DAP-
Übergänge rekombinieren. Die Nutzung eines undotierten AlN EBL mit einer
Schichtdicke von
>
6nm ist erforderlich, um die Rückdiffusion des Mg in die letzte
Barriere und damit die parasitäre Lumineszenz bei 280nm zu unterdrücken.
(iii)
die HIL Zusammensetzung entscheidend für die Lochinjektion ist. Ein zu großer
energetischer Unterschied im Valenzband vom HIL zum EBL bewirkt Lochblockie-
rung und damit eine Reduktion der CIE. Bei Nutzung eines AlN(:Mg) EBLs wurde
ein 70%-iger HIL als wirksam befunden, wobei eine geringe Leistungssteigerung der
QW-Lumineszenz durch Nutzung eines gestuften 80%/60% HILs erzielt werden
konnte.
(iv)
durch geeignete Wahl der Zusammensetzung des AlGaN:Mg-SL die Lochinjektion
deutlich gesteigert werden kann. Bei Nutzung eines AlN(:Mg) EBLs und eines
70%-igen HILs wurde ein 35%/19% AlGaN:Mg-SL als am wirksamsten befunden.
Ansätze der Verwendung von hoch-aluminiumhaltigen AlGaN:Mg-SPSLs zeigen
deutliches Potential zur weiteren Steigerung der QW-Emissionsleistung.
(v)
die Dotierung des HILs und des AlGaN:Mg-SLs entscheidenden Einfluss auf die
Emissionscharakteristik und die CIE der LEDs hat. Mit steigender Dotierung
der beiden Schichten nimmt die QW-Lumineszenz ab, was durch Kompensati-
onseffekte der Mg-Akzeptoren hervorgerufen wird und in einer reduzierten CIE
resultiert. Durch den Vergleich von EL-, PL- und CL-Spektren mit der Literatur
war es möglich, den Ursprung der parasitären Lumineszenz auf Übergänge vom
Leitungsband und von Gruppe-III-Vakanzen zum Mg-Akzeptor zu ermitteln.
96
8 Entwicklung von UVC LED-
Bauelementen für die Gassensorik
Gasdetektion von NO kann mittels Absorption von Licht bei 226nm realisiert werden. Im
folgenden Kapitel wird das Funktionsprinzip eines Prototypen zur Detektion von NO mit
den realisierten LEDs gezeigt. Dabei werden die spektrale Leistungsdichte bei 226nm in
Abhängigkeit von der Emissionswellenlänge der LEDs sowie die Emissionseigenschaften
in Abhängigkeit vom LED-Chipdesign untersucht, mit dem Ziel, maximale Lichtleistung
bei 226nm zu realisieren. Teile der folgenden Betrachtungen sind in [37] dargestellt.
8.1 Einfluss der Wellenlänge auf die spektrale Leistungsdichte
Um den Einfluss der Emissionwellenlänge der LEDs auf die spektrale Leistungsdichte bei
226nm zu untersuchen, wurde die Al
x
Ga
1−x
N/Al
y
Ga
1−y
N MQW aktive Zone in ihrer
Zusammensetzung variiert (0,71
< x <
0,89, 0,78
< y <
0,95). Dabei wurde sowohl der Al-
Gehalt der QWs als auch der Barrieren verändert, um vergleichbaren Ladungsträgerein-
schluss zu gewährleisten
15
. Es wurden für LEDs mit Emissionswellenlänge oberhalb von
245nm Al
0,8
Ga
0,2
N:Si Stromspreizungsschichten genutzt, für Emissionswellenlängen
unterhalb von 245nm wurde Al
0,9
Ga
0,1
N:Si als Stromspreizungsschicht verwendet, um
Transparenz für das emittierte Licht zu erhalten. Auf die aktive Zone folgt, entsprechend
den Optimierungen aus Kapitel 7.1 und 7.2, ein 6nm undotierter AlN EBL und ein
25nm dicker Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL. Die p-Seite der LEDs bestand teilweise aus AlN:Mg
(siehe Kapitel 6, Fußnote 10, Seite 68). Für zwei LEDs, welche nach den in Kapitel 7.2
beschriebenen Optimierungen zur Steigerung der CIE realisiert wurden, bestand die
p-Seite aus einem Al
x
Ga
1−x
N:Mg/Al
y
Ga
1−y
N:Mg-SL (
x
=0,35,
y
=0,19) sowie der
GaN:Mg Kontaktschicht. LEDs mit Emissionswellenlänge zwischen 229nm und 263nm
wurden realisiert.
In Abbildung 8.1 sind die Spektren der realisierten LEDs mit Emissionswellenlänge
zwischen 229nm und 263 nm dargestellt. Das Rauschniveau bei Wellenlängen unterhalb
der QW-Emission ist dabei, aufgrund der Umrechnung der integralen Leistung auf das
15
Die aktive Zone der beiden kurzwelligen LED-Heterostrukturen mit
λ
= 229 nm und
λ
= 232 nm ist
aufgrund eines Reaktorumbaus nicht direkt mit den anderen Proben vergleichbar. Zum einen wurde
festgestellt, dass die Zusammensetzung bei gleichem Gasphasenangebot teilweise erheblich abweicht
(∆
x≈
0,1), was unter Umständen auf eine Änderung der Temperatur zurückgeführt werden kann. Zum
anderen wurde eine Verschiebung der Emissionswellenlänge bei gleicher Zusammensetzung beobachtet,
was möglicherweise in Lokalisationseffekten, aufgrund von Zusammensetzungsinhomogenitäten,
begründet liegt. Die nominelle Dicke der QWs und Barrieren, welche anhand von Kalibrierproben
bestimmt wurde, ist für die LEDs mit
λ
= 229 nm und
λ
= 232 nm
dQW
= 2,2 nm,
dBarr.
= 5 nm und
für die LEDs mit 235 nm
< λ <
263 nm
dQW
= 1,6 nm,
dBarr.
= 5,5 nm. Speziell für die langwelligen
LEDs mit
λ >
235 nm, bei denen die Lokalisationeffekte vermutet werden, kann die Zusammensetzung
und Schichtdicke der aktiven Zone unter Umständen stark abweichen.
97
KAPITEL 8. UVC LED-BAUELEMENTE FÜR DIE GASSENSORIK
200 250 300 350 400
450
226
10-3
10-2
10-1
100
101
102
spectral power density (μW/nm)
229.2 nm LED (AlGaN p-SL)
Fit of spectrum
QW contribution
wavelength (nm)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
4.3 nW/nm
at 226 nm
(a)
200 250 300 350 400 450226
10-3
10-2
10-1
100
101
102
218 nW/nm
at 226 nm
spectral power density (µW/nm)
wavelength (nm)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
232.5 nm LED (AlGaN p-SL)
Fit of spectrum
QW contribution
(b)
200 250 300 350 400 450226
10-3
10-2
10-1
100
101
102
16.8 nW/nm
at 226 nm
spectral power density (µW/nm)
wavelength (nm)
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
235.5 nm LED (AlN p-side)
Fit of spectrum
QW contribution
(c)
200 250 300 350 400 450226
10-3
10-2
10-1
100
101
102
16.2 nW/nm
at 226 nm
spectral power density (µW/nm)
wavelength (nm)
238.8 nm LED (AlN p-side)
Fit of spectrum
QW contribution
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
(d)
200 250 300 350 400 450226
10-3
10-2
10-1
100
101
102
0.9 nW/nm
at 226 nm
spectral power density (µW/nm)
wavelength (nm)
246.4 nm LED (AlN p-side)
Fit of spectrum
QW contribution
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
(e)
200 250 300 350 400 450226
10-4
10-3
10-2
10-1
100
101
102
spectral power density (µW/nm)
wavelength (nm)
263.3 nm LED (AlN p-side)
Fit of spectrum
QW contribution
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
(f)
Abbildung 8.1:
EL-Spektren von LEDs mit Emissionswellenlänge zwischen 229,2 nm und 263 nm.
Um die spektrale Leistungsdichte bei 226 nm zu bestimmen, wurden die Messwerte mit Mehrfach-
Gauß-Funktionen angenähert. Die QW-Anteile sind schraffiert dargestellt. LEDs besitzen entweder eine
AlGaN:Mg-SL (a, b) oder eine AlN:Mg p-Seite (c - f). (EL-Messungen von M. Guttmann, C. Reich und
S. Kapanke, TU Berlin.)
98
8.1. Einfluss der Wellenlänge auf die spektrale Leistungsdichte
Spektrum, unterschiedlich stark ausgeprägt. Für die Bestimmung der spektralen Leis-
tungsdichte bei 226 nm wurden die Spektren mit Mehrfach-Gauß-Funktionen angenähert
und die Leistung des QW-Anteils (schraffiert dargestellt) entnommen.
220 230 240 250 260
270
10-1
100
101
102
103integrated luminescence
parasitic luminescence
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
emission power (μW)
wavelength (nm)
AlGaN
p-SL
QW luminescence
(a)
220 230 240 250 260 270
0.1
1
10
100
cw, on-wafer
In-dot
T = 300 K
I = 20 mA
spectral emission power at 226 nm (nW)
peak wavelength (nm)
AlGaN
p-SL
(b)
Abbildung 8.2:
Integrierte Leistung, QW-Leistung und Leistung der parasitären Lumineszenz (a) sowie
spektrale Leistungsdichte bei 226 nm (b) der LEDs mit variierter Emissionswellenlänge. (EL-Messungen
von M. Guttmann, C. Reich und S. Kapanke, TU Berlin.)
In Abbildung 8.2 ist die integrale Leistung, die Leistung der QW-Lumineszenz und die
Leistung der parasitären Lumineszenz (a) sowie die spektrale Leistungsdichte bei 226 nm
(b) über die Emissionswellenlänge der LEDs dargestellt. Man erkennt in Abbildung 8.2 (a)
sowie den Spektren in Abbildung 8.1 (c - f) für die LEDs mit AlN p-Seite, dass die
durchschnittliche Leistung der parasitären Lumineszenz zwischen 2
μ
W und 16
μ
W
gering ist. Die durchschnittliche Leistung der QW-Lumineszenz ist oberhalb von 238 nm
dominant und nimmt exponentiell von 881
μ
W bei 263,3 nm auf 41
μ
W bei 238,8 nm ab.
Im Vergleich zu diesem wellenlängenabhängigen Leistungsverlust fällt für die LED
mit Emissionswellenlänge von 235,5 nm die QW-Leistung übermäßig stark auf 1,8
μ
W
ab. Dieses Verhalten ist ebenfalls für die LEDs mit AlGaN:Mg-SL zu erkennen (vgl.
Abbildung 8.1 (a, b)). Durch die Optimierungen der CIE ist bei 232,5 nm dominante
QW-Lumineszenz mit 7,4
μ
W zu erkennen, bei einer Reduktion der Wellenlänge auf
229,2 nm fällt die QW-Leistung auf 0,064
μ
W ab. Die Leistung der parasitären Lu-
mineszenz dieser LEDs liegt zwischen 1
μ
W und 2
μ
W. Betrachtet man die spektrale
Leistungsdichte dieser LEDs bei 226 nm in Abbildung 8.2 (b), ist für die LEDs mit AlN
p-Seite zu erkennen, dass mit abnehmender Wellenlänge von 246,4 nm nach 238,8 nm
der spektrale Anteil bei 226 nm zunächst von 0,9 nW/nm auf 16,2 nW/nm aufgrund
der Verschiebung der Hauptemission zu kürzeren Wellenlängen zunimmt. Die LED mit
Emissionswellenlänge von 263,3 nm zeigt keine spektrale Leistung bei 226 nm. Es ist
anzumerken, dass bei den beiden LEDs mit Emissionswellenlänge
λ>
245 nm Absorption
des Lichts innerhalb des Al
0,8
Ga
0,2
N:Si und damit einer Unterschätzung der spektralen
Leistung bei 226 nm möglich ist. Eine Verschiebung der Wellenlänge nach 235,5nm
resultiert in einem geringen Zuwachs der spektralen Leistungsdichte auf 16,8 nW/nm.
Dieses Verhalten ist im Wesentlichen durch die starke Abnahme der QW-Leistung zu
kleinen Wellenlängen verursacht und auch bei den LEDs mit AlGaN:Mg-SL sichtbar.
Die LED mit Emissionswellenlänge bei 232,5 nm besitzt eine spektrale Leistungsdichte
99
KAPITEL 8. UVC LED-BAUELEMENTE FÜR DIE GASSENSORIK
bei 226 nm von 218,2 nW/nm, welche auf 4,3 nW/nm für Hauptemission bei 229,2 nm
abfällt.
Die starke Abnahme der spektralen Leistungsdichte bei 226 nm scheint durch die
überproportionale Abnahme der QW-Emissionsleistung bei kürzeren Wellenlängen
hervorgerufen zu sein. Die Ursache für diesen Leistungsverlust kann aus einer Reduktion
der CIE, IQE und LEE folgen, welche im Folgenden untersucht werden sollen.
8.1.1 Optische Polarisation der UVC LEDs
Die LEE ist u.a. durch die optische Polarisation des emittierten Lichts beeinflusst (vgl.
Kapitel 2.2). In der Literatur wurde für (In)AlGaN MQW-Strukturen unterschiedlichster
Wellenlänge auf Saphir-Substraten ein Wechsel der optischen Polarisation von primär
TE nach primär TM bei
≈
310 nm gezeigt [
153
]. Zudem konnte gezeigt werden, dass der
Polarisationsgrad von 253 nm MQW-Strukturen von TM nach TE verändert werden
kann, wenn anstatt eines Saphir-Substrats ein monokristallines AlN-Substrat verwendet
wird. Dieser Wechsel liegt in einer Änderung des Verspannungszustands der MQW
aktiven Zone begründet.
Um den Einfluss der Zusammensetzung und damit des Verspannungsgrads innerhalb der
MQW aktiven Zone auf die optische Polarisation zu untersuchen, wurden die LEDs mit
variabler Emissionswellenlänge zwischen 263 nm und 239 nm mittels polarisationsabhän-
giger EL untersucht. (Alle LEDs dieser Serie haben eine AlN p-Seite.) Dazu wurden die
Spektren aus den Seitenfacetten der LED-Mesakante parallel und senkrecht zur c-Achse
gemessen. Der Polarisationsgrad
P
des emittierten Lichts wurde anschließend aus dem
integrierten Verhältnis der Intensitäten mit
P
=(
ITE −ITM
)
/
(
ITE
+
ITM
)bestimmt
[20].
220 230 240 250 260 270
280
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
cw, on-wafer
cleaved mesa edge
T = 300K
I = 2 mA - 5 mA
TE
TM
intensity (normalized on TE)
wavelength (nm)
5.6 5.4 5.2 5 4.8 4.6
energy (eV)
(a)
220 230 240 250 260 270 280
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
measured
simulated
degree of polarisation (ITE-ITM)/(ITE+ITM)
wavelength (nm)
cw, on-wafer
cleaved mesa edge
T = 300K
I = 2 mA - 5 mA
TE
TM
5.6 5.4 5.2 5 4.8 4.6
energy (eV)
(b)
Abbildung 8.3:
EL-Spektren von LEDs mit Emissionswellenlänge zwischen 263 nm und 239 nm und
nach TM- und TE-Anteil separiert (a) sowie der ermittelte und simulierte Polarisationsgrad über die
Wellenlänge (b) [
20
]. (EL-Messungen von M. Guttmann, TU Berlin. Simulation von C. Reich, TU
Berlin.)
In Abbildung 8.3 (a) sind die TE- und TM-polarisierten Spektren der LEDs mit Emissi-
onswellenlänge zwischen 263 nm und 239 nm (normiert auf die TE-Intensität) dargestellt.
100
8.1. Einfluss der Wellenlänge auf die spektrale Leistungsdichte
In (b) ist der ermittelte Polarisationsgrad dieser LEDs über die Emissionswellenlän-
ge gezeigt sowie mit Simulationen der optischen Polarisation verglichen [
20
]. Es ist
zu erkennen, dass mit kleiner werdender Wellenlänge der Polarisationsgrad zwischen
263 nm und 253 nm bei
P≈
0,8 konstant bleibt und anschließend auf
P≈
0,5 für 239 nm
absinkt. Dieses Verhalten ist dabei in guter Übereinstimmung mit Simulationen des
Polarisationsgrads von pseudomorphen QWs auf ELO AlN/Saphir-Substrat.
Betrachtet man in Abbildung 8.2 die LED mit AlGaN:Mg-SL mit einer Emissionswel-
lenlänge von 232nm, kann eine gesteigerte QW-Emissionsleistung sowie eine erhöhte
spektrale Leistungsdichte bei 226 nm im Vergleich zur 235 nm LED mit AlN p-Seite
festgestellt werden. Polarisationsabhängige EL-Messungen haben für diese LED einen
Polarisationsgrad von
P
= -0,5 (siehe Abbildung 8.4) ergeben. Die starke Änderung
der optischen Polarisation von
P
= 0,5 für
λ
= 239 nm auf
P
= -0,5 für
λ
= 232 nm ist
dabei unter Umständen auch durch eine Änderung der QW-Dicke hervorgerufen, wobei
die langwelligen LEDs mit
λ>
239 nm ca. 0,6 nm dünnere QWs ausweisen und somit
TE-Polarisation begünstigen wird [20].
220 230 240 250 260 270
280
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
intensity (normalized on TM)
wavelength (nm)
cw, on-wafer
cleaved mesa edge
T = 300 K
I = 20 mA
TE
TM
5.6 5.4 5.2 5 4.8 4.6
energy (eV)
Abbildung 8.4:
Polarisationsabhän-
gige Spektren einer 232 nm LED mit
AlGaN:Mg-SL [
37
]. (EL-Messung von
M. Guttmann, TU Berlin.)
8.1.2 Untersuchungen der Lichtextraktionseffizienz
Um die Ursache für die Abnahme der QW-Emission hin zu kürzeren Wellenlängen (vgl.
Abbildung 8.2 (a)) zu klären, wurden mit der kommerziellen „ray-tracing“-Software
„RATRO“ [
140
] Simulationen der LEE für drei LEDs mit Emissionswellenlänge von
λ
= 263 nm,
λ
= 239 nm und
λ
= 232 nm durchgeführt
16
. Dazu wurde ein Polarisations-
grad, wie er in Abschnitt 8.1.1 bestimmt wurde, von
P
= 0,8 für
λ
= 263 nm,
P
=0,5
für
λ
= 239 nm und
P
= -0,5 für
λ
= 232 nm angenommen. Zudem wurde für die Simula-
tionen Absorption innerhalb der p-Seite der LEDs berücksichtigt. Für die LEDs mit
AlN p-Seite kann der 25 nm dicke Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL ein Teil des Lichts absorbie-
ren. Transmissionsmessungen an diesen LEDs mit einer Integrationskugel
17
zeigten,
dass Licht mit 263 nm zu
≈
67% die LED-Heterostruktur transmittiert, wohingegen
Licht mit 239 nm nur zu ≈50% transmittiert. Für die 232 nm LED mit AlGaN:Mg-SL
16Simulation der Lichtextraktionseffizienz von M. Guttmann, TU Berlin.
17Transmissionsmessung von M. Guttmann, TU Berlin.
101
KAPITEL 8. UVC LED-BAUELEMENTE FÜR DIE GASSENSORIK
kann aufgrund der hohen Schichtdicke des SLs von 150 nm davon ausgegangen werden,
dass das gesamte Licht innerhalb der p-Seite absorbiert wird. Für die LEDs mit AlN
p-Seite wurde bei den Simulationen zudem die Reflexion des emittierten Lichts am
In-p-Kontakt berücksichtigt. Die Reflektivität
R
ist wellenlängenabhängig und wurde
an 500nm dicken In-Kontakten auf doppelseitig polierten Saphir zu
R
(In)
263 nm
=0,84,
R
(In)
239 nm
=0,74 bestimmt
18
. Weiterhin wurden für die Simulationen der LEE eine raue
Saphir-Rückseite (Simulation durch hexagonal angeordnete Kugelsegmente mit 2
µ
m
Durchmesser und 0,8
µ
m Höhe) sowie Brechung an der periodischen ELO AlN/Saphir
Grenzfläche berücksichtigt und Extraktion durch die Seitenfacetten vernachlässigt, um
die „on-wafer“-Messungen der Emissionsleistung einzubeziehen.
Für die betrachteten LEDs kann mit den zuvor genannten Annahmen eine LEE durch
die Saphir Rückseite von 15% für die 263nm LED, 12,1% für die 239 nm LED und 6,4%
für die 232nm LED abgeschätzt werden. Die Abnahme der LEE kann den beobachteten
Leistungsverlust der LEDs zu kürzeren Wellenlängen nicht vollständig erklären. Die
Berücksichtigung der simulierten Werte der LEE ergeben einen Erwartungswert für
die QW-Emissionsleistung der 239nm LED von 81% der bei 263nm emittierten QW-
Leistung (gemessen: 4,6%). Für die 232 nm LED ergibt sich ein Erwartungswert von 43%
der bei 263nm emittierten QW-Leistung (gemessen: 0,8%). Die Diskrepanz zwischen dem
Erwartungswert und der gemessenen QW-Emissionsleistung muss auf eine Änderung
der IQE und CIE zurückgeführt werden.
Die IQE wurde für MQW-Heterostrukturen mit Emissionswellenlänge bei 235nm und
245nm, welche vergleichbar zu den hier betrachteten LED-Heterostrukturen sind, auf
ca. 25% und ca. 27% anhand von temperaturabhängigen PL-Messungen abgeschätzt
(vgl. Kapitel 6.1). Für MQW-Strukturen mit Emissionswellenlänge von 272 nm konn-
te eine vergleichbare PL-IQE von 20% - 30% festgestellt werden [
134
]. Es ist daher
davon auszugehen, dass sich die IQE nicht wesentlich über den untersuchten Wellen-
längenbereich verändert. Es muss jedoch berücksichtigt werden, dass für die LEDs
mit Emissionswellenlänge unterhalb von 245nm die Leitfähigkeit des Al
x
Ga
1−x
N:Si
aufgrund des höheren Al-Gehalts von
x
=0,9 reduziert ist (vgl. Kapitel 5.2). Dadurch
werden tendenziell höhere Spannungen zum Betreiben der LEDs erforderlich, wodurch
es zu einer Erwärmung der aktiven Zone und damit einer reduzierten IQE kommen
kann. Aufgrund der verwendeten In-p-Kontakte kann dieser Effekt nicht quantifiziert
werden.
Des Weiteren muss berücksichtigt werden, dass mit abnehmender Wellenlänge der
energetische Abstand zwischen den Barrieren der aktiven Zone und dem AlN EBL
geringer wird. Es kann dadurch zu einem steigenden Leckstrom in die p-Seite kommen,
was in einer reduzierten CIE resultiert. Da sich die Leistung der parasitären Lumineszenz
jedoch nur geringfügig ändert, muss davon ausgegangen werden, dass diese Ladungsträger
primär nicht-strahlend rekombinieren. Eine stark reduzierte CIE wird als primäre Ursache
für den Leistungsverlust mit abnehmender Wellenlänge angenommen.
18
Prozessierung der In-Kontakte von L. Sulmoni, TU Berlin. Messungen der Reflektivität von M.
Guttmann und C. Kuhn, TU Berlin.
102
8.1. Einfluss der Wellenlänge auf die spektrale Leistungsdichte
8.1.3 Abstrahlcharakteristik der 232 nm LEDs
Aufgrund der starken TM-Polarisation des Lichts ist für eine spätere Anwendung die Ab-
strahlcharakteristik der LEDs von Interesse. Um diese zu bestimmen wurde das Fernfeld
der LED parallel zu den ELO-Streifen des AlN/Saphirs vermessen. Das gemessene Fern-
feld (schwarze Linie) sowie Simulationen des Fernfeldes sind in Abbildung 8.5 dargestellt.
Die LED zeigt die Abstrahlungcharakteristik eines Lambert-Strahlers mit der maximalen
Intensität senkrecht zur Substratrückseite (0
°
) und keiner Intensität parallel zur Ober-
fläche (
±
90
°
). Um dieses Verhalten zu erklären, wurden Simulationen des Fernfeldes
mittels der kommerziellen „ray-tracing“-Software „RATRO“ [
140
] erstellt. Unter Berück-
sichtigung der optischen Polarisation von
P
= -0,5, einer rauen Saphir-Rückseite und
einer absorbierenden p-Seite sowie unter Annahme von transparenten Seitenfacetten des
Chips tritt die maximale Intensität des Fernfeldes bei 50
°
-60
°
auf (Abbildung 8.5 (rote
Linie)). Die beiden Flügel sind dabei primär durch die Extraktion des Lichts durch die
Seitenfacetten bestimmt. Während der Untersuchungen zur Bestimmung der Abstrahl-
charakteristik der LED-Chips wurde beobachtet, dass an den Seitenfacetten der Chips
teilweise Ablagerungen vorhanden sind. Diese entstehen durch den Laser-Ritzprozess
während der Vereinzelung, sodass es sich um eine chemische Verbindung aus Aluminium,
Sauerstoff und dem verfügbaren Stickstoff aus der Umgebungsluft handeln könnte. Die
genaue Zusammensetzung und Struktur ist jedoch unbekannt und kann zudem Punkt-
defekte enthalten. Weiterhin zeigten LED-Chips, welche diese Ablagerungen nicht an
allen Seitenfacetten aufwiesen, eine gesteigerte Intensität aus Seitenfacetten ohne Abla-
gerung. Es kann daher davon ausgegangen werden, dass diese Ablagerungen UV-Licht
absorbieren. Eine Simulation mit absorbierenden Seitenflächen (grüne Linie), wie sie für
den Chip aufgrund des Laser-Ritzprozesses vorliegen, zeigt eine deutliche Reduktion
dieser beiden Fernfeldanteile, in guter Übereinstimmung zum gemessenen Fernfeld. Die
berechnete LEE für diese Struktur beträgt LEE = 6% (LEE
TE
= 8,5%, LEE
TM
=4,3%),
wobei alle Raumwinkel sowie Brechung an den ELO-Strukturen berücksichtigt wurden.
Die Simulationen der Struktur ohne absorbierende Seitenfacetten zeigen Potential zur
Steigerung der LEE auf 15,7% (LEETE = 17,7%, LEETM = 14,9%) [37].
-90
-75
-60
-45
-30
-15 015
30
45
60
75
90
01234
experimental data (cw, flip-chip, A = 0.1 mm
2
, T = 300 K, I = 20 mA)
P = -0.5, parallel to ELO pattern, rough bottom, transp. side facets
P = -0.5, parallel to ELO pattern, rough bottom, absorp. side facets
radiant intensity (μW/sr)
Abbildung 8.5:
Winkelaufgelöstes
Fernfeld einer 232 nm LED mit Al-
GaN:Mg-SL und Simulationen des
Fernfeldes unter Berücksichtigung von
transparenten und absorbierenden
Seitenfacetten [
37
]. (EL-Messung und
Simulation des Fernfeldes von M.
Guttmann, TU Berlin.)
Es bleibt festzuhalten, dass LED-Heterostrukturen mit Emissionswellenlänge zwischen
263 nm und 229 nm eine deutliche Abnahme der QW-Emissionsleistung zu kürzeren
103
KAPITEL 8. UVC LED-BAUELEMENTE FÜR DIE GASSENSORIK
Wellenlängen aufweisen. Dieser Leistungsverlust konnte teilweise auf eine Änderung
der LEE zurückgeführt werden, welche durch Absorptionsmechanismen und die Än-
derung der optischen Polarisation beeinflusst ist. Ein wesentlicher Teil der Änderung
der QW-Emissionsleistung liegt jedoch in einer Reduktion der CIE begründet, welche
durch die reduzierte Barrierenhöhe des EBLs verursacht wird. Eine maximale spek-
trale Leistungsdichte bei 226nm von 218nW/nm bei 20mA konnte für eine LED mit
Hauptemission bei 232nm erzielt werden. Das Fernfeld dieser LEDs ist aufgrund der
absorbierenden Seitenfacetten das eines Lambert-Strahlers mit maximaler Intensität
senkrecht zur Oberfläche.
8.2 Einfluss der Kontaktgeometrie auf die spektrale
Leistungsdichte
Die Kontaktgeometrie als auch die Kontaktfläche können einen wesentlichen Einfluss
auf die Lichtleistung der LEDs haben [
56
,
150
]. Dabei kann über die Kontaktfläche im
Wesentlichen die Stromdichte beeinflusst werden, es muss jedoch durch geeignete Wahl
der Kontaktgeometrie darauf geachtet werden, dass eine möglichst hohe Homogenität
der Stromverteilung erreicht wird.
Um den Einfluss der Kontaktgröße und Kontaktgeometrie auf die Emissionsleistung
der LEDs zu überprüfen, wurden drei verschiedene Kontaktedesigns mittels standard-
photolithographischer Methoden auf einen 234nm LED-Wafer prozessiert
19
. Folgende
Kontaktgeometrien sollen verglichen werden:
•quadratischer Kontakt mit 0,02mm2Fläche
•Finger-Kontakt mit 0,038mm2Fläche
•Finger-Kontakt mit 0,11mm2Fläche
Die LED-Heterostruktur wurde auf einer Al
0,9
Ga
0,1
N:Si Stromspreizungsschicht gewach-
sen und beinhaltet eine AlGaN/AlGaN MQW aktive Zone, einen 6 nm undotierten AlN
EBL, einen 25nm dicken Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg HIL, ein AlGaN:Mg-SL (
x
=0,35,
y
=0,19)
sowie 20nm GaN:Mg als Kontaktschicht.
In Abbildung 8.6 sind die spektralen Leistungsdichten der 234nm LED mit einem
quadratischen Kontakt mit einer Größe von 0,02 mm
2
(a) und zwei Fingerkontakte mit
0,038mm
2
(b) und 0,11mm
2
(c) p-Kontaktfläche für verschiedene Ströme dargestellt.
Vergleicht man die spektrale Leistungsdichte bei der für die Gasdetektion relevanten
Wellenlänge von 226nm, erkennt man, dass diese mit steigender Kontaktgröße, bei
einem vergleichbaren Strom von 20 mA, von 166 nW/nm für den quadratischen Kontakt
auf 206nW/nm für den großen Fingerkontakt mit 0,11 mm
2
Kontaktfläche zunimmt.
Dabei nimmt die Stromdichte, bei gleichem Strom von 20mA, von 100Acm
−2
für den
quadratischen Kontakt auf 18Acm
−2
für den großen Fingerkontakt ab, sodass von einer
stärkeren Erwärmung der LED mit dem quadratischen Kontakt ausgegangen werden
kann. Da die LEDs „on-wafer“ gemessen wurden, kann die entstehende Wärme nicht
bzw. nur geringfügig abgeführt werden, wodurch von einer reduzierten IQE aufgrund
einer reduzierten strahlenden Rekombinationsrate für kleinere Kontakte ausgegangen
19Kontaktprozessierung von M. Lapeyrade, FBH Berlin.
104
8.2. Einfluss der Kontaktgeometrie auf die spektrale Leistungsdichte
200 250 300 350 400
450
226
10-3
10-2
10-1
100 5 mA = 25 Acm-2
20 mA = 100 Acm-2
50 nW/nm
spectal power density (μW/nm)
wavelength (nm)
166 nW/nm
cw, on-wafer
square contact
A = 0.02 mm2
T = 300 K
(a)
200 250 300 350 400 450226
10-3
10-2
10-1
100 5 mA = 13 Acm-2
20 mA = 52 Acm-2
60 mA = 156 Acm-2
cw, on-wafer
finger contact
A = 0.038 mm2
T = 300 K
270 nW/nm
43 nW/nm
spectal power density (µW/nm)
wavelength (nm)
192 nW/nm
(b)
200 250 300 350 400 450226
10-3
10-2
10-1
100
362 nW/nm
41 nW/nm
spectal power density (µW/nm)
wavelength (nm)
206 nW/nm
5 mA = 4.6 Acm-2
20 mA = 18 Acm-2
60 mA = 55 Acm-2
cw, on-wafer
finger contact
A = 0.11 mm2
T = 300 K
(c)
0 102030405060
0
5
10
15
20
25
voltage (V)
current (mA)
0
5
10
15
20
25
30
cw, on-wafer
T = 300 K
0.02 mm2 square contact
0.038 mm2 finger contact
0.11 mm2 finger contact
integrated emission power (µW)
(d)
Abbildung 8.6:
Spektrale Leistungsdichte einer 234 nm LED bei Nutzung eines quadratischen p-
Kontakts mit 0,02 mm
2
(a), und Fingerkontakten mit Flächen von 0,038 mm
2
(b) und 0,11 mm
2
(c),
sowie die Leistung-Strom-Spannungskennlinien der verschiedenen Kontaktgrößen. (EL-Messungen von
M. Guttmann, TU Berlin.)
werden muss. Gleichzeitig kann eine hohe Temperatur innerhalb der aktiven Zone dazu
führen, dass der Ladungsträgereinschluss geringer wird, wodurch mehr Elektronen die
QW verlassen können, was die CIE reduziert. In Abbildung 8.6 (d) sind die Leistungs-
Strom-Spannungs-Kennlinien dargestellt. Man erkennt, dass die „turn-on“-Spannung
aller LEDs bei
≈
13 V liegt, wobei in etwa 5,3V am p-n-Übergang abfallen. Ein großer
Teil der restlichen erforderlichen Spannung ist am p-Kontakt zu erwarten. Für den
n-Kontakt wird nur ein geringer Spannungsabfall erwartet, was auch durch Lapeyrade
et al. [
150
] für V-basierte Kontakte auf Al
0,85
Ga
0,15
N:Si gezeigt werden konnte. Bei
20 mA liegt die Betriebsspannung aller LEDs bei 19,5 V, wobei der stromabhängige
Anstieg der Betriebsspannung bei der LED mit dem 0,11 mm
2
großen Fingerkontakt
etwas größer ist als bei den LEDs mit den beiden anderen Kontakten. Betrachtet man
die Leistungskurve der LED mit dem 0,11 mm2großen Fingerkontakt in Abhängigkeit
vom Strom, erkennt man für I
<
2 mA ein leichtes Durchhängen, was unter Umständen
durch Elektronenleckströme hervorgerufen wird. Sind diese Leckstrompfade jedoch
abgesättigt, steigt die Leistung der LED linear bis zu einem Strom von 30 mA an. Die
105
KAPITEL 8. UVC LED-BAUELEMENTE FÜR DIE GASSENSORIK
integrale Leistung bei 20 mA steigt von 10
μ
W für den quadratischen Kontakt auf 15
μ
W
für den großen Fingerkontakt mit 0,11 mm
2
Fläche. Aufgrund der nicht gegebenen
Wärmeableitung rollen alle Leistungs-Strom-Kennlinien zwischen 20 mA und 30 mA
über, wobei die maximale integrale Leistung für alle Kontakte bei
≈
50 mA erreicht
wird.
Um die entstehende Wärme effektiv aus der LED-Heterostruktur zu extrahieren, ist ein
Chipprozess inkl. einer Vereinzelung und Montage auf eine Wärmesenke erforderlich.
Lobo-Ploch et al. [
21
] konnte für UVA LEDs mit Emissionswellenlänge von 380 nm
zeigen, dass die Verwendung von Fingerkontakten im Vergleich zu quadratischen Kon-
takten gleicher Fläche in einer deutlich reduzierten Erwärmung der Heterostruktur
bei gleichzeitig homogener Stromdichteverteilung resultiert. Dabei sind sowohl eine
möglichst geringe Temperatur als auch eine homogene Stromdichteverteilung wichtig,
um die Degradation der LED zu minimieren [
154
,
155
] und eine gleichmäßige Emis-
sionsverteilung zu erzielen. Eine weitere potentielle Möglichkeit die Erwärmung der
LEDs zu reduzieren, liegt in der Verwendung von „Micro-LED arrays“, wie sie für UVA
LEDs mit einer Emissionswellenlänge von 327nm demonstriert werden konnte [
56
]. Dies
ist jedoch nur mit der Einschränkung eines relativ großen Chips realisierbar, da die
einzelnen p-Kontakte weit auseinander liegen.
(a)
200 250 300 350 400
450
226
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
100 nW/nm
at 226 nm
0 10203040
0
1
2
3
4
5
integrated emission power (μW)
current (mA)
0
2
4
6
8
10
12
14
voltage (V)
cw, flip-chip
A = 0.1 mm2
T = 300 K
I = 40 mA
spectral power density (μW/nm)
wavelength (nm)
(b)
Abbildung 8.7:
Simulierte Stromdichteverteilung des kleeblattförmigen p-Kontakts bei 20 mA (a)
sowie spektrale Leistungsdichte des realisierten 232 nm LED-Chips bei 40 mA (b). Das Inset von (b)
zeigt die Leistung-Strom-Spannungscharakteristik [
37
]. (Simulation und EL-Messung von M. Lapeyrade,
FBH Berlin.) ©2016 IEEE
Um eine mögliche Umsetzung der Gasdetektion mittels Glasfasern bei minimalen
Einkoppelverlusten zu ermöglichen, wurden kreisförmige p-Kontaktflächen entworfen.
Simulationen der Stromdichteverteilung mittels der kommerziellen Software „SpeCLED“
[
140
] ergaben eine homogene Stromdichteverteilung für kleeblattförmige p-Kontakte
mit umlaufenden und einschneidenden n-Kontakten. Ein p-Kontakt-Radius von 200
μ
m
resultiert dabei in einer p-Kontaktfläche von 0,1 mm
2
mit Stromdichten von 28 Acm
−2
im Zentrum und 32 Acm
−2
am Rand bei 20 mA (siehe Abblidung 8.7 (a)) [
37
]. Nach
Vereinzelung und Montage des LED-Chips mit Emissionswellenlänge von 232 nm konnte
eine spektrale Leistungsdichte bei 226 nm von 100 nW/nm bei 40 mA erreicht werden
106
8.3. Stickoxid-Gasdetektion mit 232nm LEDs
(siehe Abbildung 8.7(b)). Die integrierte Leistung erreicht 4,2
µ
W bei 40mA und einer
Betriebspannung von 14,5V (siehe Inset von Abbildung 8.7(b)).
8.3 Stickoxid-Gasdetektion mit 232 nm LEDs
Um die realisierten LEDs für Gasdetektion von NO zu nutzen, muss die Einkopplung
des Lichts in die Messzelle sowie die Detektion durch einen Fotodetektor realisiert
werden
20
. Dabei ist es möglich, das Licht der LEDs in eine Glasfaser einzukoppeln und
zur Messzelle zu führen. Dies bietet den Vorteil, die LED-Chips verhältnismäßig weit
von der Messzelle zu installieren, um damit den Einfluss möglicher Störquellen, wie bspw.
hohen Temperaturen, zu minimieren. Durch das Einkoppeln in die Glasfaser geht jedoch
ein Teil der Lichtleistung verloren, daher wurde entschieden, die Absorptionsmessungen
in einer Freistrahlgeometrie durchzuführen.
In Abbildung 8.8(a) ist ein Foto der NO-Messzelle gezeigt, in Abbildung 8.8(b) ist
dieser Aufbau schematisch dargestellt. Das Licht der LED wird dabei zuerst von einer
Linse gebündelt und anschließend durch einen Strahlteiler gelenkt. Ein Teil des Lichts
wird durch die Messzelle geleitet und anschließend vom Detektor aufgenommen, der
zweite Teil des Lichts wird vom Referenzdetektor aufgenommen. Aus dem Verhältnis
der beiden Signale kann anschließend die Absorption durch das NO bestimmt werden.
Um eine genauere Bestimmung der NO-Konzentration zu ermöglichen, wird zudem das
Spektrum der 232nm LED mit einem 226nm Bandpassfilter mit einer FWHM von
2nm beschnitten. Dies reduziert die Intensität der Wellenlängen oberhalb von 227nm
erheblich, wodurch die Signaländerung, welche durch die NO-Absorption hervorgerufen
wird, maximiert wird. Aufgrund des temperaturabhängigen Verhaltens des LED-Chips
sowie der Photodetektoren sind die Bauteile mittels Peltier-Elementen auf 20
°
C tem-
peraturstabilisiert. Details sind in Mehnke et al. [
37
] dargestellt. In Abbildung 8.8(c)
ist das Spektrum eines 232nm LED-Chips (schwarz), das Transmissionsspektrum des
226nm Bandpassfilters (rot), das Spektrum der 232nm LED nach Durchlaufen des
226nm Bandpassfilters (grün) sowie das Absorptionsspektrum von NO (blau) dargestellt.
Der Bandpassfilter besitzt eine maximale Transmission von 8,7% bei 226 nm mit einer
FWHM von 2nm sowie drei weitere Transmissionsbanden bei 250nm, 280nm und
320nm. Nach Durchlaufen des Bandpassfilters ist deutlich zu erkennen, dass spektrale
Emissionsanteile oberhalb von 230nm deutlich unterdrückt sind und ein schmales Spek-
trum passend zur NO-Absorptionslinie bei 226nm zur Verfügung steht. Ein geringer
Teil der Emission bei 250nm wird durch das erste Nebenmaxima des Bandpassfilters
ebenfalls transmittiert.
Zur Messung der NO-Konzentration wird die Transmission
T
des Lichts durch die
Absorptionsstrecke aus dem Verhältnis der Photoströme des Detektors (
IMess.
) und
Referenzdetektors (
IRef.
) unter Berücksichtigung der Dunkelströme (
I0
Mess.
,
I0
Ref.
) mittels
Gleichung (8.1) bestimmt.
T=(IMess. −I0
Mess.)
(IRef. −I0
Ref.)(8.1)
20
Erarbeitung und Umsetzung des Messaufbaus und der Steuerungselektronik durch H. Krüger, M.
Rabe, E. Ebert und H. Ewald, Universität Rostock.
107
KAPITEL 8. UVC LED-BAUELEMENTE FÜR DIE GASSENSORIK
(a)
(b)
0
20
40
cw, flip-chip
A = 0.1 mm
2
T = 300 K
I = 50 mA
counts (10
3
)
0
5
10
transmission (%)
226 nm band pass filter
2 nm FWHM
0.0
0.5
1.0
232 nm LED
counts (10
3
)
232 nm LED
after 226 nm band pass filter
200 220 240 260 280
300
0.0
0.5
1.0 by M. Degner
absorption (arb. u.)
wavelength (nm)
NO absorption spectrum
(c)
Abbildung 8.8:
Foto (a) und schematischer Aufbau der NO-Messzelle (b). In (c) sind das Spektrum
eines 232 nm LED-Chips (schwarz), das Transmissionsspektrum des 226 nm Bandpassfilters (rot),
das Spektrum des 232 nm LED-Chips nach Durchlaufen des 226 nm Bandpassfilter (grün) sowie das
Absorptionsspektrum von NO (blau) dargestellt [
37
]. (Foto der NO-Messzelle und Messung des LED-
Spektrums von H. Krüger, Universität Rostock. Messung des Transmissionsspektrums von M. Guttmann,
TU Berlin. Absorptionsspektrum von M. Degner, Universität Rostock.) ©2016 IEEE
Aus der Transmission
T
kann mit dem Lambert-Beer
´
schem Gesetz (Gleichung
(8.2)
)
die NO-Konzentration errechnet werden, wobei
l
die Länge der Absorptionsstrecke und
λder Absorptionskoeffizient sind.
log(T)=−λ·c·l(8.2)
108
8.4. Zusammenfassung
Da
λ
unbekannt ist und um mögliche spektrale Anteile, welche nicht von der NO-
Absorption beeinflusst werden (z.B. spektrale Anteile außerhalb der Absorptionslinie
bei 226 nm oder Reflektion und Absorption an den Fenstern der Absorptionsstrecke), zu
berücksichtigen, wird eine Drei-Punkt-Kalibrierung mit Hilfe eines chemischen Detektors
(CLD von engl. chemiluminescence detector) bei verschiedenen NO-Konzentrationen
(0 ppm, 100 ppm, 200 ppm) durchgeführt [37]. Zur Verifizierung der Funktionsfähigkeit
des LED basierten NO-Gasdetektors wurde die NO-Konzentration in einem Testzyklus
von 0ppm bis 200 ppm variiert. Die Absorbtionsstrecke betrug dabei l= 500 mm.
0 600 1200 1800 2400 3000 3600
4200
0.1
1
10
100
Detector
T = 298 K
t = 800 ms
Filter
Trans
226 nm
= 8.7%
FWHM = 2 nm
calibrated LED signal
mean value (n = 10)
CLD reference
NO (ppm)
time (s)
LED
I = 50 mA
T = 298 K
Abbildung 8.9:
NO-Konzentration
innerhalb der Absorptionsstrecke
ermittelt aus dem LED-Signal
(grau), dem gleitenden Durch-
schnitt des LED-Signals mit n = 10
(schwarz) und dem chemischen
Referenzdetektor (rot) [
37
]. (NO-
Konzentrationsmessung von H.
Krüger, Universität Rostock.)
©
2016
IEEE
In Abbildung 8.9 ist die mittels kalibrierter Transmission des LED-Signals bestimmte NO-
Konzentration (grau), der gleitende Durchschnitt der mittels LED-Signal bestimmten
NO-Konzentration mit n =10 Messpunkten (schwarz), sowie die NO-Konzentration,
welche durch den CLD bestimmt worden ist (rot), dargestellt. Es ist zu erkennen, dass
die bestimmten Konzentrationen von LED und CLD in guter Übereinstimmung sind und
eine NO-Konzentration von 2ppm deutlich detektierbar ist. Eine NO-Konzentration von
<
2 ppm konnte dabei aufgrund einer Limitierung des Gasmischsystems nicht realisiert
werden. Weiterhin ist ersichtlich, dass die Ermittlung der NO-Konzentration über eine
Mittlung von 10 Messpunkten eine deutliche Reduktion des Rauschens des LED-Signals
ermöglicht. Nach Mittlung von n = 10 Messpunkten ergibt sich eine Zeitauflösung von
30 s.
Eine Möglichkeit zur Verbesserung des realisierten NO-Gasdetektors ist die Verbesserung
der Langzeitstabilität, welche u.a. durch eine Temperaturveränderung hervorgerufen
werden kann und sich in einer Verschiebung des Untergrundniveaus bemerkbar macht.
Dies könnte durch die Verwendung einer zweiten Referenzwellenlänge, welche nicht
durch das NO absorbiert wird, umgesetzt werden [156].
8.4 Zusammenfassung
Bei der Realisierung von LEDs mit anwendungsrelevanter Wellenlänge wurde, ausgehend
von den vorangegangenen Untersuchungen und den optimierten Heterostrukturen für
maximal IQE und CIE, die Wellenlänge von 229 nm bis 265 nm variiert und der Einfluss
109
KAPITEL 8. UVC LED-BAUELEMENTE FÜR DIE GASSENSORIK
auf die spektrale Leistungsdichte bei 226nm, die optische Polarisation und die LEE
untersucht. Des Weiteren wurde der Einfluss der p-Kontaktgröße und des Kontaktdesigns
auf die Emissionsleistung untersucht. Es konnte gezeigt werden, dass:
(i)
die Verschiebung der Wellenlänge zu kleineren Werten mit einem deutlichen
Leistungseinbruch einhergeht. Abschätzungen der Änderung der Emissionsleistung
aufgrund einer Änderung der optischen Polarisation sowie einer Änderung der LEE
ergaben, dass ein wesentlicher Anteil des Leistungsverlustes aus einer reduzierten
CIE resultiert. LEDs mit einer Emissionswellenlänge von 232nm zeigen eine
maximale spektrale Leistungsdichte bei 226 nm von 218 nW/nm bei 20 mA und
sind für den Einsatz in der Gassensorik am geeignetsten.
(ii)
die optische Polarisation von LEDs mit Emissionwellenlänge zwischen 263nm
und 239nm von P = 0,8 auf P =0,5 abnimmt. Eine 232nm LED zeigte einen
Polarisationsgrad von P=-0,5 mit einer zirkularen Abstrahlcharakteristik mit
maximaler Intensität senkrecht zur Substratrückseite. Die LEE dieser LED wurde
auf 6% bestimmt, wobei eine Steigerung der LEE bei transparenten Seitenfacetten
auf 15,7% möglich ist.
(iii)
die Verwendung von großflächigen p-Kontakten eine Steigerung der integralen
Leistung sowie der spektralen Leistungsdichte bei 226nm ermöglicht. Eine 232 nm
LED mit einem kleeblattförmigen 0,1mm
2
großen p-Kontakt, welcher in Simu-
lationen eine homogene Stromdichteverteilung aufweist, konnte eine spektrale
Leistungsdichte bei 226nm von 100nW/nm bei 40mA erreichen.
(iv)
die Implementierung der realisierten LEDs in einen Gassensorik-Prototypen für
NO die Detektion von 2 ppm NO ermöglicht. Dabei wurde ein 226 nm Bandpass-
filter, welcher die spektrale Breite auf 2nm reduziert, und eine 500mm lange
Freistrahlmesszelle verwendet. Die detektierten NO-Konzentrationen sind dabei in
guter Übereinstimmung zu einem CLD-Referenzdetektor.
110
9 Zusammenfassung
Im Rahmen dieser Arbeit wurden UVC LEDs mit Emissionswellenlänge unterhalb von
250nm entwickelt und deren elektrooptische Eigenschaften untersucht. Dabei war es
Zielsetzung, LEDs mit QW-Emission mit möglichst maximaler spektraler Leistungs-
dichte bei 226nm sowie möglichst geringer Nebenlumineszenz zu realisieren, welche zur
Detektion von Stickoxid genutzt werden können. Dazu wurden AlGaN-basierte Einzel-
schichten und Heterostrukturen mittels metallorganischer Gasphasenepitaxie hergestellt
und der Einfluss des Heterostrukturdesigns auf die Effizienzanteile der LEDs untersucht.
Als Grundlage für das Wachstum der LED-Heterostrukturen wurde ELO AlN/Saphir
genutzt, welches eine reduzierte Defektdichte im Vergleich zu planarem AlN/Saphir
aufweist und eine gesteigerte IQE ermöglicht. Durch das laterale Überwachsen können,
in Abhängigkeit vom Fehlschnitt des Saphir-Substrats, an den Koaleszenzgrenzen Ma-
krostufen auftreten. Mit Hilfe von Röntgenmessungen in Kombination mit optischer
Justage konnte der Fehlschnitt des Substrats mit einer Genauigkeit von 0,008
°
bestimmt
werden und dessen Einfluss auf die Ausbildung von Makrostufen untersucht werden. Es
zeigte sich, dass für Fehlschnittwinkel
≤
0,12
°
eine wellenartige Oberflächenmorphologie
auftritt, welche sich für Fehlschnittwinkel
≥
0,16
°
zu Makrostufen ändert. Rasterkraft-
sowie Transmissionselektronenmikroskopieaufnahmen zeigten, dass die Versetzungs-
dichte bei einer Koaleszenzschichtdicke von 1,5
µ
m unabhängig vom Auftreten der
Makrostufen ist. Für große Fehlschnittwinkel
≥
0,16
°
reduzieren diagonal verlaufende
Koaleszenzkorngrenzen die Versetzungsdichte bei ausreichend großer Schichtdicke, mit
dem Nachteil, dass an den vorhandenen Makrostufen beim Überwachsen mit AlGaN
Zusammensetzungsinhomogenitäten entstehen.
Innerhalb der LED-Heterostrukturen wurde Al
x
Ga
1−x
N:Si mit 0,8
< x <
1 als Strom-
spreizungsschicht genutzt. Um Emission durch die Substratrückseite zu ermöglichen,
muss der Al-Gehalt dieser Schicht ausreichend hoch sein (
x >
0,9 für
λ
=226 nm). Wachs-
tumsuntersuchungen dieser Schichten zeigten, dass aufgrund der hohen Versetzungsdichte
planares AlN/Saphir nicht als Grundlage genutzt werden kann. Das Wachstum von
Al
x
Ga
1−x
N:Si auf ELO AlN/Saphir ist für Schichtdicken bis 1,5
µ
m rissfrei möglich.
Es wurde der Einfluss der Gasphasenzusammensetzung auf den Einbau von Gallium
und Silizium untersucht. Dabei konnte festgestellt werden, dass mit steigendem TMGa-
Partialdruck der Ga-Gehalt der Schichten linear zunimmt. Des Weiteren wurde der
Einbau von Silizium mittels wellenlängendispersiver Röntgenspektroskopie und Sekun-
därionenmassenspektroskopie untersucht. Es zeigte sich, dass der Si-Einbau unabhängig
vom Al-Gehalt ist und mit steigendem Gasphasenanteil linear in die Schichten eingebaut
wird. Allerdings ist die Bestimmung der absoluten Si-Konzentration problematisch, da
Matrix- und Aufladungseffekte eine Diskrepanz von einem Faktor zwei zwischen den
beiden Methoden hervorrufen.
111
KAPITEL 9. ZUSAMMENFASSUNG
Die elektrischen Eigenschaften der Al
x
Ga
1−x
N:Si Schichten mit 0,8
< x <
1 wurden
mittels kontaktloser Widerstandsmessung, Widerstandsmessungen nach Van-der-Pauw,
Hall-Effekt-Messungen und Messungen der Elektronenspinresonanz untersucht. Dabei
konnte festgestellt werden, dass der spezifische Widerstand der Schichten mit steigendem
Al-Gehalt exponentiell zunimmt. Bei einer Variation der Si-Konzentration bildet sich ein
minimaler spezifischer Widerstand für mittlere Si-Konzentrationen aus. Die Lage dieses
Minimums verschiebt sich mit steigendem Al-Gehalt zu kleineren Si-Konzentrationen.
Um die Ursache für das Verhalten des Widerstands mit dem Al-Gehalt und der Si-Kon-
zentration zu ermitteln, wurden Messungen der Elektronenspinresonanz durchgeführt.
Dies ermöglicht die Bestimmung der energetischen Lage des neutralen Ladungszustands,
des stabilen DX-Zentrums und metastabilen DX(2)-Zentrums von Silizium. Es konnte
festgestellt werden, dass sich der neutrale Ladungszustand und der stabile DX-Zustand
mit steigendem Al-Gehalt tiefer in die Bandlücke verschieben und keine Abhängigkeit
von der Si-Konzentration zeigen. Es konnte keine Abhängigkeit der energetischen Lage
des metastabilen DX(2)-Zustands vom Al-Gehalt oder der Si-Konzentration festgestellt
werden. Eine Probe mit hoher Si-Konzentration zeigte Anzeichen für einen zweiten
tiefliegenden Donator. Weiterhin konnte gezeigt werden, dass die Aktivierungsenergie
mit steigendem Al-Gehalt linear ansteigt. Dies ist in guter Übereinstimmung mit den
bestimmten Werten aus den Hall-Effekt-Messungen sowie aktueller Literatur. Die mit-
tels Hall-Effekt bestimmte Aktivierungsenergie korreliert mit der Ladungsträgerdichte
und dem Widerstand bei Raumtemperatur. Im Rahmen des Fehlers konnte jedoch
keine Abhängigkeit von der Si-Konzentration festgestellt werden. Die Veränderung der
Aktivierungsenergie des Si-Donators konnte als Hauptursache für die Änderung des
spezifischen Widerstands in Abhängigkeit vom Al-Gehalt identifiziert werden.
Mittels Hall-Effekt- und Elektronenspinresonanzmessungen konnte die Donatorkonzen-
tration bestimmt werden. Es zeigte sich, dass die Donatorkonzentration mit steigender
Si-Konzentration ansteigt, wobei bei den Hallmessungen der Anstieg exponentiell ver-
läuft und oberhalb der Si-Konzentration liegt. Dies lässt unter Umständen auf den
Einbau eines zweiten Donators schließen. Messungen der Elektronenspinresonanz zeigen
einen leichten Anstieg der Donatorkonzentration mit steigender Si-Konzentration und
weisen für hohe Si-Konzentrationen ebenfalls auf den Einbau eines zusätzlichen Donators
hin.
Über die gezielte Variation der Si-Konzentration sowie des Al-Gehalts der Schichten
konnten Al
x
Ga
1−x
N:Si mit 0,8
< x <
1 mit minimalen spezifischen Widerständen von bis
zu 0,026Ωcm für
x
=0,8 erzielt werden. Die erreichten Werte sind um eine Größenord-
nung geringer als Widerstände aktueller Literatur und können als Stromspreizungschicht
innerhalb der LED-Heterostrukturen eingesetzt werden.
Bei Untersuchungen zum Design der aktiven Zone konnte mittels temperaturabhängiger
Photolumineszenzmessungen an dreifach Al
0,72
Ga
0,28
N/Al
0,88
Ga
0,12
N MQWs mit einer
Emissionswellenlänge von 245nm, welche auf ELO AlN/Saphir realisiert wurden, ein
Tief- zu Hochtemperatur-Intensitätsverhältnis von 27% ermittelt werden, wodurch die
interne Quanteneffizienz dieser Strukturen abgeschätzt werden kann. Innerhalb von LED-
Heterostrukturen zeigte eine Variation der QW-Dicke eine konstante Emissionsleistung
für QW-Dicken zwischen 1,0 nm und 2,8nm und einen deutlichen Einbruch der Emissions-
leistung für eine QW-Dicke von 0,5nm. Dieses Verhalten wurde anhand von Simulationen
112
auf die Überlagerung von steigendem Ladungsträgereinfang und der damit einhergehen-
den steigenden Ladungsträgerdichte sowie einem reduzierten Überlapp der Elektron- und
Lochwellenfunktionen zurückgeführt. Des Weiteren konnte eine Verschiebung der Emissi-
onswellenlänge zu kleineren Werten mit abnehmender QW-Dicke festgestellt werden, was
durch die Verschiebung der Ladungsträgergrundniveaus hervorgerufen wird. Weiterhin
wurde der Einfluss der Zusammensetzung der Barrieren auf das Emissionsverhalten der
LEDs untersucht. Es konnte festgestellt werden, dass die Barrierenzusammensetzung
Einfluss auf die interne Quanteneffizienz, die Injektionseffizienz sowie die Extraktionsef-
fizienz hat. Mit steigender Barrierenzusammensetzung nimmt die Injektionseffizienz der
LEDs aufgrund des gesteigerten Ladungsträgereinschlusses zu, wird jedoch für zu hohe
Barrieren, aufgrund der Abnahme der energetischen Höhe der Elektronenblockierschicht
und dem damit ansteigenden Elektronenleckstrom wieder reduziert. Zudem gewinnt der
QCSE mit steigender Barrierenzusammensetzung an Einfluss, wodurch die interne Quan-
teneffizienz aufgrund des reduzierten Überlapps der Elektron- und Lochwellenfunktionen
abnimmt. Zudem muss die Extraktionseffizienz der LEDs berücksichtigt werden, da sich
die optische Polarisation mit der Barrierenzusammensetzung ändern kann. Eine maxi-
male Emissionsleistung bei einer Emissionswellenlänge von 234nm konnte für 2,2nm
dicke Al
0,77
Ga
0,23
N QWs bei der Verwendung von Al
0,88
Ga
0,12
N Barrieren erzielt werden.
Zur Steigerung der Injektionseffizienz wurde der Einfluss des Heterostrukturdesigns der
p-Seite, insbesondere der Dicke und Dotierung einer AlN(:Mg) Elektronensperrschicht
sowie der Einfluss der Zusammensetzung und Dotierung einer Al
x
Ga
1−x
N Lochinjekti-
onsschicht und eines Al
x
Ga
1−x
N/Al
y
Ga
1−y
N p-Übergitters auf das Emissionsverhalten
der LEDs untersucht.
Es konnte festgestellt werden, dass die Dicke der Elektronensperrschicht entscheidenden
Einfluss auf die QW-Emissionsleitung hat. Ist die Elektronensperrschicht zu dünn,
können Elektronen in die p-Seite der LED diffundieren, wodurch die Injektionseffizienz
abnimmt. Bei zu großen EBL-Schichtdicken kommt es jedoch zu einer Blockierung der
Lochinjektion, wodurch ebenfalls die Injektionseffizienz abnimmt. Des Weiteren konnte
festgestellt werden, dass die Emissionscharakteristik der LED-Heterostrukturen von der
Dotierung der Elektronensperrschicht abhängt. Mg-Rückdiffusion in die letzte Barriere
führt zu Rekombinationsmechanismen zwischen Gruppe-III-Vakanzen und neutralen
Mg-Akzeptoren, welche durch parasitäre Lumineszenz im Spektrum sichtbar sind. Wird
die Elektronensperrschicht undotiert gewachsen, kann die Rückdiffusion der Mg-Atome
unterdrückt und eine Dotierung der letzten Barriere sowie das Auftreten der parasitär-
en Lumineszenz vermieden werden. Eine maximale dominante QW-Emissionsleistung
konnte für eine undotierte 6nm-8nm dicke AlN Elektronensperrschicht festgestellt
werden. Mit größerer Schichtdicke kann die Mg-Rückdiffusion und damit das Auftre-
ten der parasitären Lumineszenz weiter unterdrückt werden, jedoch nimmt auch die
QW-Emissionsleistung aufgrund von abnehmender Lochinjektion ab.
Zudem konnte festgestellt werden, dass zur Steigerung der Lochinjektion die energe-
tischen Barrieren im Valanzband zwischen AlGaN:Mg-Übergitter und Lochinjektions-
schicht sowie zwischen Lochinjektionsschicht und Elektronensperrschicht nicht zu groß
werden dürfen, um den Lochtransport nicht zu behindern. Die Verwendung einer gestuf-
ten Al
0,8
Ga
0,2
N:Mg/Al
0,6
Ga
0,4
N:Mg Lochinjektionsschicht mit je 12,5nm Dicke zeigte
eine leichte Leistungssteigerung im Vergleich zur Verwendung einer Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg Lo-
113
KAPITEL 9. ZUSAMMENFASSUNG
chinjektionsschicht mit 25 nm Dicke. Eine Variation der p-Übergitter-Zusammensetzung
ermöglichte die Identifikation von parasitären Rekombinationsmechanismen innerhalb
des p-Übergitters. Durch eine Kombination aus Elektrolumineszenz-, Photolumineszenz-
und Kathodolumineszenzmessungen wurden diese anhand ihrer energetischen Positi-
on auf Übergänge vom Leitungsband und von Gruppe-III-Vakanzen zum neutralen
Mg-Akzeptor zurückgeführt. Durch eine Reduktion der Mg-Dotierung auf einen Gaspha-
senanteil Cp
2
Mg/III
<
2,5% innerhalb der Lochinjektionsschicht sowie des AlGaN:Mg-
Übergitters konnte die QW-Emissionsleistung gesteigerten werden. Dieser Effekt wurde
auf Selbstkompensationeffekte der Mg-Akzeptoren und damit geringere Lochinjekti-
on bei gleichzeitig gesteigertem Elektronenleckstrom für hohe Mg-Konzentrationen
zurückgeführt. Für die Verwendung einer Al
0,7
Ga
0,3
N:Mg Lochinjektionsschicht in Kom-
bination mit einem Al
x
Ga
1−x
N:Mg/Al
y
Ga
1−y
N:Mg Übergitter (
x
=0,35,
y
=0,19) mit
je 2,5nm Schichtdicke bei 30 Perioden konnte eine maximale QW-Emissionsleistung
von 7,4
µ
W bei 20mA (Cp
2
Mg/III=2%) erzielt werden. Zudem wurden Ansätze zur
weiteren Steigerung der Injektionseffizienz vorgestellt. Es zeigte sich, dass Sauerstoff
innerhalb des Epitaxieprozesses zwingend vermieden werden muss, um hohe QW-Emis-
sionsleistungen zu erzielen. Des Weiteren zeigte die Verwendung eines kurzperiodischen
Al
0,8
Ga
0,2
N:Mg/Al
0,6
Ga
0,4
N:Mg Übergitters mit je 0,9nm Schichtdicke einen deutlichen
Einfluss auf die QW-Emissionsleistung aufgrund gesteigerter Injektionseffizienz. Eine
maximale QW-Emissionsleistung einer 233nm LED von 15,3
µ
W bei 20mA konnte
erreicht werden.
Für die Verwendung von UV LEDs innerhalb eines Gasdetektions-Prototypen ist es
erforderlich, Emission mit einer Wellenlänge von 226 nm mit möglichst maximaler Leis-
tung zu erzeugen. Dazu wurde der Einfluss der Emissionswellenlänge auf den spektralen
Anteil bei 226nm untersucht. Es konnte festgestellt werden, dass eine Verschiebung der
Emissionswellenlänge zu Werten unterhalb von 232nm in einem deutlichen Einbruch
der spektralen Leistungsdichte bei 226nm resultiert. Die Ursache für dieses Verhalten
konnte teilweise in einer Änderung der optischen Polarisation des Lichts sowie in Ab-
sorptionsprozessen innerhalb der LED-Heterostruktur identifiziert werden, wodurch die
Extraktionseffizienz der LEDs reduziert wird. Ein großer Teil des Leistungsverlustes liegt
jedoch in einer reduzierten Injektionseffizienz für kürzere Wellenlänge begründet. Eine
maximale spektrale Leistungsdichte bei 226nm von 218 nW/nm bei 20 mA konnte für
LEDs mit einer Emissionswellenlänge von 232nm erzielt werden. Untersuchungen der
Kontaktgröße zeigten maximale Emissionsleistungen für 0,1 mm
2
große p-Kontakte. Die
Implementierung dieser LEDs innerhalb eines Gasdetekions-Protypen in Freistrahlgeo-
metrie unter Verwendung eines 226nm Bandpassfilters mit 2 nm Halbwertsbreite wurde
umgesetzt und das Funktionsprinzip in einem Testzyklus mit Stickoxidkonzentrationen
zwischen 200ppm und 2ppm demonstriert.
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127
Anhang A:
Abbildungsverzeichnis
1.1 Anwendungsgebiete AlGaN-basierter UV LEDs . . . . . . . . . . . . . . 2
2.1 Banddiagramm mit und ohne QCSE für verschiedene QW-Dicken . . . . 7
2.2 IQE in Abhängigkeit von der Versetzungsdichte . . . . . . . . . . . . . . 8
2.3 Bandstruktursimulation einer 235 nm LED . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.4 Schematische Heterostruktur einer UVC LED . . . . . . . . . . . . . . . 13
3.1 Kalibrierung der Absorptionskante . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
3.2 Emissionsverteilung eines In-Punktes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
3.3 Aufspaltung eines elektronischen Zustands im Magnetfeld . . . . . . . . 24
3.4 Gitterkonfiguration von Silizium in AlGaN . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
3.5 Konfigurationskoordinatendiagramm von Silizium in AlGaN . . . . . . . 25
4.1 XRD-Probenhalter zur Fehlschnittbestimmung . . . . . . . . . . . . . . 30
4.2 AFM - Oberflächenmorphologie in Abhängigkeit vom Fehlschnitt . . . . 31
4.3
AFM-Stufenflussrichtung, TEM-Versetzungsverteilung und Pitdichte in
Abhängigkeit vom Substrat-Fehlschnitt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
5.1 Al-Gehalt, Wachstumsrate und Absorption von AlxGa1−xN:Si . . . . . . 36
5.2 Bestimmung des Al-Gehalts mittels HRXRD, WDX, SIMS . . . . . . . 37
5.3 Bestimmung der Si-Konzentration mittels WDX und SIMS . . . . . . . 39
5.4 Lichtmikroskopie von AlxGa1−xN:Si auf planarem und ELO AlN/Saphir 40
5.5 ECCI von Al0,8Ga0,2N:Si auf ELO AlN/Saphir . . . . . . . . . . . . . . 41
5.6 Krümmung von AlxGa1−xN:Si auf planarem und ELO AlN/Saphir . . . 41
5.7 HRXRD RSM von AlxGa1−xN:Si auf planarem und ELO AlN/Saphir . 42
5.8 CRM-Widerstände von AlxGa1−xN:Si ................... 43
5.9 Temperaturabhängiger spezifischer Widerstand von AlxGa1−xN:Si . . . 45
5.10 Temperaturabhängige Ladungsträgerdichte von AlxGa1−xN:Si . . . . . . 46
5.11 Temperaturabhängige Beweglichkeit von AlxGa1−xN:Si . . . . . . . . . . 47
5.12
Temperaturabhängige Spinkonzentration in Dunkelheit, nach Beleuchtung
undwährendBeleuchtung.......................... 49
5.13 Temperaturabhängige Spinkonzentration Probenserie C . . . . . . . . . 50
5.14 Temperaturabhängige Spinkonzentration Probenserie D . . . . . . . . . 51
5.15 Temperaturabhängige Spinkonzentration Probenserie E . . . . . . . . . 52
5.16 Temperaturabhängige Spinkonzentration bei hoher Dotierung . . . . . . 53
5.17 Temperaturabhängige Spinkonzentration Probenserie B . . . . . . . . . 54
5.18 Donatorniveau und DX-Zentrum in AlGaN:Si . . . . . . . . . . . . . . . 56
5.19 Metastabiles DX(2)-Zentrum in AlGaN:Si . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
XI
5.20 Donator- und Akzeptorkonzentration in AlGaN:Si . . . . . . . . . . . . 59
5.21 Aktivierungsenergie von Silizium in AlxGa1−xN.............. 62
5.22 Literaturvergleich der Aktivierungsenergien von Silizium in AlxGa1−xN 63
5.23 Literaturvergleich des spezifischen Widerstands von AlxGa1−xN:Si . . . 63
6.1 Temperaturabhängige PL-Spektren einer 245nm MQW aktiven Zone . . 68
6.2 IQE von 235nm MQWs in Abhängigkeit von der Versetzungsdichte . . . 69
6.3 LED-Spektren und Leistung bei Variation der QW-Dicke . . . . . . . . 70
6.4
Simulation der Ladungsträgerdichte, des Wellenfunktionsüberlapps und
der strahlenden Rekombinationsrate in Abhängigkeit von der QW-Dicke 71
6.5
LED-Spektren und Leistung bei Variation der Barrierenzusammensetzung
72
7.1 LED-Spektren und Leistung bei Variation der AlN:Mg EBL-Dicke . . . 76
7.2
Simulation der Ladungsträgerdichte und der strahlenden Rekombinati-
onsrate in Abhängigkeit von der EBL-Dicke . . . . . . . . . . . . . . . . 76
7.3 Untersuchungen des Ursprungs der parasitären Lumineszenz bei 280nm 78
7.4 Bandstruktursimulationen bei Variation der EBL-Dicke . . . . . . . . . 81
7.5 LED-Spektren und Leistung bei Variation der EBL-Dotierung . . . . . . 82
7.6 LED-Spektren und Leistung bei Variation der AlN EBL-Dicke . . . . . 83
7.7 LED-Spektren und Leistung bei Variation der HIL Zusammensetzung . 85
7.8
LED-Spektren und Leistung bei bei Variation der AlGaN:Mg-SL Zusam-
mensetzung.................................. 86
7.9
EL-, PL- und CL-Spektren bei variierter AlGaN:Mg-SL Zusammensetzung
88
7.10 Literaturvergleich der Emissionsenergien der parasitären Lumineszanteile 91
7.11
LED-Spektren und Leistung bei Variation der HIL und AlGaN:Mg-SL
Dotierung................................... 92
7.12
LED-Spektren und Leistung bei Variation der AlGaN:Mg-SL Zusammen-
setzung .................................... 94
8.1 LED-Spektren bei Variation der Wellenlänge . . . . . . . . . . . . . . . 98
8.2
LED-Leistung und spektrale Leistungsdichte bei 226nm bei Variation
derWellenlänge................................ 99
8.3 Polarisationsabhängige LED-Spektren bei Variation der Wellenlänge . . 100
8.4 Polarisationsabhängige Spektren einer 232 nm LED . . . . . . . . . . . . 101
8.5 Fernfeld einer 232 nm LED . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103
8.6 LED-Spektren und PUI-Kennlinien bei Variation der p-Kontaktgröße . . 105
8.7 Kontaktdesign und PUI-Kennlininen eines 232 nm LED-Chips . . . . . . 106
8.8 NO-Messzelle und spektrale Anpassung an die NO-Absorptionslinie . . . 108
8.9 NO-Konzentrationsmessung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
XII
Anhang B:
Abkürzungsverzeichnis
µm Mikrometer
Å Angström
°C Grad Celsius
A Ampere
AFM Rasterkraftmikroskopie
(atomic force microscopy)
Al Aluminium
AlGaN Aluminiumgalliumnitrid
AlN Aluminiumnitrid
Au Gold
bspw. beispielsweise
bzw. beziehungsweise
CCS close-coupled showerhead
CH4Methan
CIE Injektionseffizienz
(carrier injection efficiency)
CL Kathodolumineszenzspektroskopie
(cathodoluminescence spectroscopy)
CLD chemiluminescence detector
cm Centimeter
CP2Mg Cyclopentadienylmagnesium
Cp2Mg/III Cyclopentadienylmagnesium zu Gruppe-III
CRM kontaktlose Widerstandsmessung
(contactless resistivity measurement)
d.h. das heißt
DAP Donator-Akzeptor-Paar
EBH Elektronenblockier-Heterostruktur
EBL Elektronenblockierschicht
(electron blocking layer)
ECCI electron channeling contrast imaging
ED Stufenversetzung
(edge-type dislocation)
EL Elektrolumineszenzspektroskopie
ELO epitaktisch lateral überwachsen
(epitaxial lateral overgrowth)
EPR Elektronenspinresonanz
(electron paramagnetic resonance)
XIII
EQE externe Quanteneffizienz
ESA Europäische Weltraumorganisation
(European Space Agency)
FBH Ferdinand-Braun-Institut
FWHM Halbwertsbreite
(full width at half maximum)
Ga Gallium
GaN Galliumnitrid
GR Wachstumsrate
(growth rate)
H2Wasserstoff
HIL Lochinjektionsschicht
(hole injection layer)
HRXRD hochauflösende Röntgendiffraktometrie
(high resolution X-ray diffractometry)
Hz Hertz
IL Zwischenschicht
(interlayer)
inkl. inklusive
IQE interne Quanteneffizienz
K Kelvin
LED Leuchtdiode
(light emitting diode)
LEE Extraktionseffizienz
(light extraction efficiency)
LISA Light Interferometer Space Antenna
Mg Magnesium
mm Milimeter
MOVPE Metalorganische Gasphasenepitaxie
(metalorganic vapor phase epitaxy)
MQW Mehrfach-Quantenfilm
(multiple quantum well)
N2Stickstoff
NASA (National Aeronautics and Space Administration)
NBE bandkantennahe Lumineszenz
(near bandedge emission)
NH3Ammoniak
NLOS non-line of sight
nm Nanometer
NO Stickoxid
(nitrogen oxide)
O Sauerstoff
Pa Pascal
Pd Paladium
PL Photolumineszenzspektroskopie
ppm Teilchen pro Million
(parts per million)
XIV
QCSE quantum-confined Stark effect
QW Quantenfilm
(quantum well)
RSM reziproke Gitterkarte
(reciprocal space map)
s Sekunde
SD Schraubenversetzung
(screw-type dislocation)
Si Silizium
SiH4Silan
SiH4/III Silan zu Gruppe-III
SIMS Sekundärionenmassenspektroskopie
(secondary ion mass spectroscopy)
SL Übergitter
(superlattice)
Sn Zinn
SPSL kurzperiodisches Übergitter
(short period superlattice)
SQW Einzel-Quantenfilm
(single quantum well)
T Tesla
TD Versetzung
(threading dislocation)
TDD Versetzungsdichte
(threading dislocation density)
TE transversal elektrisch
TEGa Triethylgallium
TEM Transmissionselektronenmikroskopie
TM transversal magnetisch
TMAl Trimethylaluminium
TMGa Trimethylgallium
TO transistor outline
UV ultraviolett
VIII Gruppe-III-Vakanz
VNStickstoffvakanz
V/III Gruppe-V zu Gruppe-III
vgl. vergleiche
W Watt
WDX wellenlängendispersive Röntgenspektroskopie
(wavelength dispersive X-ray spectroscopy)
XV
Anhang C:
Probenverzeichnis
Abb. 3.1 TS1850, TS1860, TS1861, TS1862, TS1864, TS1865, TS1887,
TS1894, TS1895, TS2077, TS2080, TS2081, TS2088, TS2091,
TS2093, TS2097, TS2098, TS2101, TS2103, TS2107, TS2108,
TS2109, TS2111, TS2115, TS2116, TS2117, TS2118, TS2119,
TS2120, TS2121, TS2122, TS2123
Abb. 3.2 TS3607
Abb. 4.2 E4667-1, E4667-2, E4667-3, E4667-5, E4667-7, E4667-8,
E4667-9, E4667-10
Abb. 4.3 E4667-2, E4667-5
Abb. 5.1(a) TS1850, TS1860, TS1861, TS1862, TS1864, TS1865, TS1887,
TS1894, TS1895, TS1992, TS1993, TS1996, TS1997, TS2039,
TS2040, TS2041, TS2500
Abb. 5.1(b) TS1860, TS1862, TS1864, TS1865, TS1895
Abb. 5.2 TS1850, TS1860, TS1861, TS1862, TS1864, TS1865, TS1992,
TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041, TS2185, TS2389,
TS2391, TS2392, TS2393, TS2500
Abb. 5.3(a) TS1850, TS1860, TS1861, TS1862, TS1864, TS1865, TS1992,
TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041, TS2185, TS2389,
TS2391, TS2392, TS2393, TS2500
Abb. 5.3(b) TS0423, TS1850, TS1860, TS1861, TS1862, TS1864, TS1865,
TS1992, TS1993, TS1895, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041,
TS2185, TS2204, TS2279, TS2389, TS2391, TS2392, TS2393,
TS2500, TS2598, TS2740, TS3307, TS3320, TS3485, TS3527,
TS3541
Abb. 5.4 TS1850-2, TS1850-3
Abb. 5.5 TS1860
Abb. 5.6 TS1867
Abb. 5.7 TS1850-2, TS1860
Abb. 5.8 TS1850, TS1860, TS1861, TS1862, TS1864, TS1865, TS1867,
TS1887, TS1894, TS1953, TS1992, TS1993, TS1997, TS2039,
TS2040, TS2041, TS2181, TS2185, TS2284, TS2387, TS2388,
TS2389, TS2391, TS2392, TS2393, TS2500
Abb. 5.9(a) TS1953, TS2041, TS2185
Abb. 5.9(b) TS1992, TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041
Abb. 5.10(a) TS1953, TS2041, TS2185
Abb. 5.10(b) TS1992, TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041
XVII
Abb. 5.11(a) TS1953, TS2041, TS2185
Abb. 5.11(b) TS1992, TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041
Abb. 5.12 TS2389
Abb. 5.13 TS1850, TS1862, TS1865
Abb. 5.14 TS1850, TS1860, TS1861
Abb. 5.15 TS2185, TS2398, TS2391, TS2392, TS2393
Abb. 5.16 TS2393
Abb. 5.17 TS1992, TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041
Abb. 5.18(a) TS1850, TS1862, TS1865
Abb. 5.18(b) TS2185, TS2398, TS2391, TS2392, TS2393
Abb. 5.18(c) TS1850, TS1862, TS1865
Abb. 5.18(d) TS2185, TS2398, TS2391, TS2392, TS2393
Abb. 5.18(e) TS1850, TS1862, TS1865
Abb. 5.18(f) TS2185, TS2398, TS2391, TS2392, TS2393
Abb. 5.19 TS1850, TS1953, TS1992, TS1993, TS1997, TS2039, TS2040,
TS2041, TS2389, TS2391, TS2393
Abb. 5.20(a) TS1850, TS1862, TS1865, TS1953, TS2041, TS2185
Abb. 5.20(b) TS1992, TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041, TS2185,
TS2398, TS2391, TS2392, TS2393
Abb. 5.21(a) TS1850, TS1862, TS1865, TS1953, TS2041, TS2185
Abb. 5.21(b) TS1993, TS1997, TS2039, TS2040, TS2041, TS2185, TS2398,
TS2391, TS2392, TS2393
Abb. 5.22 TS1850, TS1862, TS1865, TS1953, TS1993, TS1997, TS2039,
TS2040, TS2041, TS2185, TS2389, TS2391, TS2392, TS2393
Abb. 5.23 TS1860, TS1862, TS1867, TS1953, TS1997, TS2041, TS2181,
TS2185, TS2387, TS2388, TS2500
Abb. 6.1 TS2804
Abb. 6.2 E4178-4, E4178-8
Abb. 6.3 TS2287, TS2299, TS2302, TS2306, TS2318
Abb. 6.5 TS3226, TS3230, TS3231, TS3236
Abb. 7.1 TS2153, TS2159, TS2182, TS2236, TS2268, TS2598
Abb. 7.3(a) TS1860, TS2159
Abb. 7.3(b) TS2204
Abb. 7.3(c) TS2159, TS2598
Abb. 7.3(d) TS2159, TS2172, TS2262
Abb. 7.3(e) TS2159, TS2269
Abb. 7.3(f) TS2148, TS2159
Abb. 7.5 TS2159, TS2208, TS2211, TS2266
Abb. 7.6 TS2266, TS2268, TS2275, TS2279, TS2295, TS2591, TS2601,
TS2605
Abb. 7.7 TS2159, TS2172, TS2279, TS2287
Abb. 7.8 TS3261, TS3272, TS3277, TS3283
Abb. 7.9 TS3261, TS3272, TS3277, TS3283
Abb. 7.10 TS3261, TS3272, TS3277, TS3283
XVIII
Abb. 7.11 TS3261, TS3285, TS3288, TS3291, TS3295, TS3297
Abb. 7.12 TS3307, TS3469, TS3541
Abb. 8.1 TS2343, TS2346, TS2350, TS2354, TS3292, TS3307
Abb. 8.2 TS2343, TS2346, TS2350, TS2354, TS3292, TS3307
Abb. 8.3 TS2302, TS2306, TS2339, TS2343, TS2350
Abb. 8.4 TS3307
Abb. 8.5 TS3307
Abb. 8.6 TS2695
Abb. 8.7 TS3307
Abb. 8.8 TS3307
XIX
Anhang D:
Basis UVC LED-Heterostruktur
Schicht Zusammensetzung xSchichtdicke
(nm)
Kontaktschicht GaN:Mg 0 20
30×p-Übergitter AlxGa1−xN:Mg 0,3 2,5 150
AlxGa1−xN:Mg 0,4 2,5
HIL AlxGa1−xN:Mg 0,7 25
EBL AlN 1 6
3×Barriere AlxGa1−xN:Si 0,8 5 21,6
QW AlxGa1−xN 0,7 2,2
Erste Barriere AlxGa1−xN:Si 0,8 40
Stromspreizungsschicht AlxGa1−xN:Si 0,8 1200
Pufferschicht AlxGa1−xN 0,8 500
Gradient AlN →AlxGa1−xN 1 →0,8 25
Pufferschicht AlN 1 200
ELO AlN 1 7000
Planar AlN 1 500
Substrat (0001) Saphir 430000
XXI
Anhang E:
Elektrische Eigenschaften von AlGaN:Si
Serie A: TS2185 TS1953 TS2041
XRD Al-Gehalt x(%) 84,7 87,2 95,6
SiH4/III Verhältnis (10−5) 6,0 5,6 5,5
WDX Si-Konzentration (1018 cm−3) 10,6 10 9,9
CRM Widerstand (Ωcm) 0,045 - 8,688
Van-der-Pauw EA(meV) 41 74 223
Hall EA(meV) 24 48 211
Hall ND(1018 cm−3) 11,4 27 56,4
Hall NA(1018 cm−3) 0,6 3,1 2,3
Serie B: TS1997 TS2039 TS2040 TS2041 TS1993
XRD Al-Gehalt x(%) 95,9 94,7 94,7 95,6 94,7
SiH4/III Verhältnis (10−5)0,97 3,5 4,5 5,5 6,6
WDX Si-Konzentration (1018 cm−3)3,3 7 8,4 9,9 11,5
CRM Widerstand (Ωcm) 10,09 3,35 4,8 8,688 5,851
Van-der-Pauw EA(meV) 183 166 206 223 209
Hall EA(meV) 194 158 180 211 166
Hall ND(1018 cm−3)4,2 17,6 35,5 56,4 42,2
Hall NA(1018 cm−3)0,7 2 2,6 2,3 3,9
EPR Ed0- EDX(2) (meV) 8,38 6,76 5,78 8,9 9,06
EPR ND- NA(1018 cm−3)3,7 2,2 2,8 3,5 2,5
Serie C: TS1850 TS1865 TS1862
XRD Al-Gehalt x(%) 82,3 87,1 88,7
SiH4/III Verhältnis (10−5) 1,9 2 2,1
WDX Si-Konzentration (1018 cm−3) 4,6 4,8 4,9
CRM Widerstand (Ωcm) 0,072 0,169 0,632
Van-der-Pauw EA(meV) 21,9 77,1 122
EPR EC- Ed0(meV) 56 66 106
EPR Ed0- EDX (meV) 7,8 22 58
EPR EA(meV) 64 88 164
EPR ND- NA(1018 cm−3) 1,8 1,4 1
XXIII
Serie D: TS1850 TS1860 TS1861
XRD Al-Gehalt x(%) 82,3 80,3 82,7
SiH4/III Verhältnis (10−5) 1,9 5,9 18
WDX Si-Konzentration (1018 cm−3) 4,6 10 28
CRM Widerstand (Ωcm) 0,072 0,029 0,118
Van-der-Pauw EA(meV) 21,9 17,6 37,7
EPR EC- Ed0(meV) 56 - -
EPR Ed0- EDX (meV) 7,8 2,64 7
EPR EA(meV) 64 - -
EPR ND- NA(1018 cm−3) 1,8 1,2 1,1
Serie E: (*Werte des zweiten Donators) TS2389 TS2185 TS2391 TS2392 TS2393
XRD Al-Gehalt x(%) 86,8 84,7 84,2 85,1 86,3
SiH4/III Verhältnis (10−5)4,1 6 7 10 15
WDX Si-Konzentration (1018 cm−3)7,8 10,6 12 16,4 23,6
CRM Widerstand (Ωcm) 0,192 0,045 0,066 0,083 0,812
EPR EC- Ed0(meV) 106 61 94 91 67 (*109)
EPR Ed0- EDX (meV) 8 7 6 8 14 (*77)
EPR EA(meV) 114 68 100 99 81 (*186)
EPR ND- NA(1018 cm−3)2,4 2,7 2,6 3,3 1,1 (*5,2)
AlN:Si TS2500
XRD Al-Gehalt x(%) 100
SiH4/III Verhältnis (10−5) 0,81
WDX Si-Konzentration (1018 cm−3) 3,1
CRM Widerstand (Ωcm) 165
EPR Ed0- EDX(2) (meV) 3,8
EPR ND- NA(1018 cm−3) 0,71
XXIV
Anhang F:
EPR Messparameter
Probengröße 3 mm x 6 mm x 1,2 µm - 1,6 µm (1-4 Stücke)
Probenorientierung c || B
Modulationsfrequenz 100 kHz
Modulationsamplitude 0,08 mT
Receiver-Verstärkung 60 dB
Zeitkonstante 40,96 ms
Umwandlungszeit 80 ms
Durchfahrzeit 164 s
Zentrales Magnetfeld 336,8 mT
Magnetfeldvariation 12 mT
Anzahl der Datenpunkte 2048
Kavitätsstrom 200 µA
Mikrowellen-Frequenz 9,4 GHz
Mikrowellen-Leistung 43 dB - 13 dB (0,01 mW - 10 mW)
Lichtquelle 200 W halogen lamp
XXV
Dank
An dieser Stelle möchte ich all denen danken, die durch ihre fachlich und persönliche
Unterstützung zum Gelingen dieser Dissertation beigetragen haben. Zuallererst danke
ich Michael Kneissl, der es mir ermöglicht hat, diese Arbeit unter seiner Betreuung an-
zufertigen. Weiterhin danke ich Michael Heuken und Markus Weyers für die Übernahme
der Gutachten. Mein besonderer Dank gilt Tim Wernicke für die endlosen Diskussionen,
Erklärungen und tausende von Hieroglyphen. Für eine Vielzahl von Messungen und
anregende Diskussionen danke ich meinen ehemaligen Studenten und späteren Kollegen,
Johannes Enslin und Christian Kuhn. Weiterhin sei Harald Pingel, Lucas Bremer, Wolf
Bauer und Stefan Kammer für ihre Mitarbeit gedankt. Für unzählige Elektrolumines-
zenzmessungen danke ich Martin Guttmann. Mein Dank gilt auch Christoph Reich,
der mit seinen Photolumineszenzmessungen und Simulationen ein tieferes Verständnis
ermöglichte. Selbstredend danke ich der gesamten Arbeitsgruppe für ein angenehmes
Arbeitsklima und gute Zusammenarbeit. Für zahlreiche Diskussionen, Anregungen und
vielerlei Einblicke, das Wachstum und Bereitstellen der AlN Templates sowie zahlreiche
und schnelle Messungen - „lange Rede, kurzer Sinn“ - an dieser Stelle sei Arne Knauer
gedankt. Auch Viola Küller, Sylvia Hagedorn, Ute Zeimer, Johannes Glaab, Anna Mo-
gilatenko, Mickael Lapeyrade, Tim Kolbe, Neysha Lobo-Ploch, Jens Raß, Sven Einfeldt,
Eberhard Richter und Markus Weyers danke ich für ihre vielfältigen Zuarbeiten und den
fachlichen Austausch. Einige Proben sind sogar bis nach Schottland gereist und wurden
schnell und zuverlässig charakterisiert. Hier gilt mein Dank M. Nouf-Allehiani, Carol
Trager-Cowan und Robert Martin. Besonders Gunnar Kusch möchte ich für die Diskus-
sionen und Anregungen, auch zu später Stunde, danken. Einen Teil der Proben konnte
ich nach Schweden begleiten, wobei ich Nguyen Tien Son und Xuan Thang Trinh für die
Betreuung , Erklärung der Elektronenspinresonanz und tiefgehende Diskussionen danken
möchte. Ebenfalls gilt mein Dank Daniel Nilsson und Anelia Kakanakova-Georgieva für
die freundschaftliche Aufnahme und zahlreiche Besprechungen. Zu guter Letzt danke ich
meiner Freundin Vivien, meiner Familie und meine Freunden, die mir während dieser
Zeit zur Seite standen, mich aufgebaut haben und unterstützten.
