Einfluss des Heterostrukturdesigns auf die
Effizienz und die optische Polarisation von
(In)AlGaN-basierten Leuchtdioden im
ultravioletten Spektralbereich
vorgelegt von
Diplom-Physiker Tim Kolbe
Brandenburg an der Havel
Von der Fakult¨
at II - Mathematik und Naturwissenschaften
der Technischen Universit¨
at Berlin
zur Erlangung des akademischen Grades
Doktor der Naturwissenschaften
(Dr. rer. nat.)
genehmigte Dissertation
Promotionsausschuss:
Vorsitzender:
Prof. Dr. M. Lehmann
Gutachter:
Prof. Dr. M. Kneissl
Prof. Dr. F. Scholz
PD Dr. habil. M. Weyers
Tag der wissenschaftlichen Aussprache:
23. November 2012
Berlin 2012
- D83 -
Einfluss des Heterostrukturdesigns auf die Effizienz und die optische
Polarisation von (In)AlGaN-basierten Leuchtdioden im ultravioletten
Spektralbereich
Tim Kolbe
In dieser Arbeit wird der Einfluss des Heterostrukturdesigns auf die externe Quanteneffi-
zienz (EQE) von ultravioletten (UV) Leuchtdioden (LEDs) untersucht. Durch Simulatio-
nen der LED-Heterostruktur in Kombination mit Elektrolumineszenzmessungen an 320 nm
LEDs konnte eine gezielte Verbesserung der Heterostruktur und damit der internen Quan-
teneffizienz (IQE) der LEDs erreicht werden. Neben der IQE spielt auch die Extrakti-
onseffizienz eine wichtige Rolle, um LEDs mit einer m¨
oglichst hohen EQE zu realisieren.
Daher wurde im zweiten Teil der Arbeit die ¨
Anderung der Polarisation der senkrecht zur
c-Achse emittierten Elektrolumineszenz mit steigendem Aluminiumgehalt der aktiven Zone
weltweit erstmals systematisch untersucht, da sie eine entscheidende Rolle f¨
ur die Extrak-
tionseffizienz der LEDs spielt.
F¨
ur eine Erh¨
ohung der IQE sind die Reduzierung der Defektdichte in den einzelnen Schich-
ten sowie das Design der aktiven Zone und der Elektronensperrschichten von entscheidender
Bedeutung. Durch eine gezielte Verbesserung dieser Parameter konnte die nichtstrahlen-
de Rekombination der Ladungstr¨
ager an Defekten reduziert, die Ladungstr¨
agerinjektion
und der Ladungstr¨
agereinschluss gesteigert werden, was die IQE der LEDs deutlich erh¨
oht
hat. Bei der Untersuchung des Einflusses der Defektdichte konnte eine Reduzierung der
Lichtleistung um einen Faktor von 4,6 bei einer Zunahme der Defektdichte um rund eine
Gr¨
oßenordnung in 380 nm LEDs beobachtet werden. Der gleiche tendenzielle Verlauf ergab
sich auch f¨
ur 320 nm LEDs in Simulationen. Zudem zeigten Untersuchungen an 320 nm
LEDs, dass die h¨
ochste Lichtleistung f¨
ur LEDs mit einer Quantenfilmbreite von 2 nm und
einer AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht mit einer Aluminiumkonzentration zwischen 42 %
und 45 % erzielt werden konnte. Außerdem wurde deutlich, dass aufgrund der sehr asymme-
trischen Verteilung der Ladungstr¨
ager in den Quantenfilmen die Lichtleistung unabh¨
angig
von der Quantenfilmanzahl der LEDs ist.
Im zweiten Teil der Arbeit wurde die optische Polarisation der senkrecht zur c-Achse emit-
tierten Elektrolumineszenz von UVA-, UVB- und UVC-LEDs untersucht. Dabei konnte f¨
ur
die LEDs auf den Saphirsubstraten eine nahezu lineare Abh¨
angigkeit des Polarisations-
grades von der Wellenl¨
ange beobachtet werden. Eine ¨
Anderung der dominanten Polarisa-
tion ließ sich f¨
ur LEDs mit einer Wellenl¨
ange um 300 nm nachweisen. F¨
ur gr¨
oßere Wel-
lenl¨
angen wurde eine dominante transversal elektrisch (TE) und f¨
ur kleinere Wellenl¨
angen
eine dominante transversal magnetisch (TM) polarisierte Emission beobachtet. Dies konn-
te durch temperaturabh¨
angige Polarisationsmessungen best¨
atigt werden. Zudem wurde ge-
zeigt, dass eine Kontrolle des Polarisationsgrades durch eine gezielte Verspannung der LED-
Heterostuktur m¨
oglich ist. So konnte f¨
ur 253 nm LEDs durch einen Wechsel der Substra-
te eine ¨
Anderung der dominanten Polarisation von einer haupts¨
achlich TM-polarisierten
Emission f¨
ur LEDs auf den Saphirsubstraten zu einer haupts¨
achlich TE-polarisierten Emis-
sion f¨
ur pseudomorph gewachsene LEDs auf AlN-Substraten beobachtet werden.
i
ii
Influence of the heterostructure design on the efficiency and the optical
polarization of (In)AlGaN-based light emitting diodes in the ultraviolet
spectral region
Tim Kolbe
In this work the influence of the heterostructure design on the external quantum efficiency
(EQE) of ultraviolet (UV) light emitting diodes (LEDs) has been investigated. By simulati-
ons of the LED heterostructure in combination with electroluminescence measurements on
320 nm LEDs a systematic improvement of the heterostructure and therefore a systematic
improvement of the internal quantum efficiency (IQE) of the LEDs could be achieved. In
addition to the IQE, the extraction efficiency plays also an important role in realising LEDs
with a high EQE. Therefore, in the second part of this work the polarisation of the in-plane
emitted electroluminescence has been investigated, with increasing aluminium content of
the active region, for the first time worldwide because the polarisation of the light plays a
decisive role in the extraction efficiency of the LEDs.
For an increase in the IQE, a reduction of the dislocation density in specific layers as well
as the design of the active region and of the electron blocking layer is vitally important.
By a systematic improvement of these parameters the non-radiative recombination of the
carriers at the defects could be reduced, the carrier injection and carrier confinement could
be increased which clearly improved the IQE of the LEDs. During the investigation of the
influence of the dislocation density in 380 nm LEDs, a reduction of the light output power
by a factor of 4.6 was found if the dislocation density increases by around one order of
magnitude. The same trend was observed in 320 nm LEDs by simulations. Furthermore,
the investigations on 320 nm LEDs have shown that the highest light output power can
be found for LEDs with 2 nm thick quantum wells and an AlGaN:Mg electron blocking
layer with aluminium content between 42% and 45 %. Additional, it was observed that the
output power of the 320 nm LEDs is independent of the number of quantum wells because
of the asymmetric distribution of the carriers.
In the second part of this work the in-plane electroluminescence of UVA-, UVB- and
UVC-LEDs has been investigated. For the LEDs on sapphire substrates, a nearly linear
dependency of the degree of polarisation on the wavelength could be observed. A change of
the dominant polarisation could be demonstrated for a wavelength of around 300 nm. For
larger wavelengths a dominant transversal electric (TE) and for smaller wavelengths a do-
minant transversal magnetic (TM) polarised emission could be observed. This could be also
confirmed by temperature dependent measurements. Additionally, it could be shown that
the degree of polarisation can be controlled by a systematic strain in the LED heterostruc-
ture. Thus, for 253 nm LEDs a change of the dominant polarisation from a mainly TM
polarised emission, for LEDs on sapphire substrates, to a mainly TE polarised emission,
for pseudomorphically grown LEDs on AlN-substrates, could be observed.
iii
iv
Inhaltsverzeichnis
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung 1
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs 5
2.1 Materialeigenschaften von GaN, AlN und deren Verbindungen . . . . . . . 5
2.2 DotierungvonAlGaN ............................. 12
2.3 Aktive Zone und Ladungstr¨
agereinschluss................... 14
2.4 Quantum Confined Stark Effekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
3 Physikalische Grundlagen des Simulationsmodells 19
3.1 Drift-Diffusions-Modell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
3.2 Berechnung der Ladungstr¨
agerdichten..................... 20
3.3 Strahlende und nichtstrahlende Rekombinationsprozesse . . . . . . . . . . . 21
3.4 Berechnung der Energieniveaus, Wellenfunktionen und Emissionsspektren . 23
3.5 Grenzen der Simulationssoftware . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
4 Herstellung, Aufbau und Charakterisierung von UV-LEDs 27
4.1 Metallorganische Gasphasenepitaxie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
4.2 Aufbau der LED-Heterostruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
4.3 Prozessierung der LEDs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
4.4 Elektrolumineszenzspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs 35
5.1 Einfluss der Defektdichte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
5.2 Einfluss der aktiven Zone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
5.2.1 Quantenfilmbreite............................ 43
5.2.2 Quantenfilmanzahl ........................... 48
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion................... 52
5.3.1 Aluminiumkonzentration der Elektronensperrschicht . . . . . . . . . 53
5.3.2 Dotierung der Elektronensperrschicht . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
5.3.3 Integration einer Zwischenschicht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
5.4 Zusammenfassung: Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs 68
v
Inhaltsverzeichnis
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs 73
6.1 Einfluss der Emissionswellenl¨
ange....................... 75
6.2 Einfluss der Temperatur auf die optische Polarisation . . . . . . . . . . . . 79
6.3 Abh¨
angigkeit der optischen Polarisation von der Verspannung der aktiven
Zone....................................... 83
6.3.1 Einfluss der Quantenfilmbarrieren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83
6.3.2 Einfluss des Substrates . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
6.4 Stromabh¨
angigkeit der optischen Polarisation . . . . . . . . . . . . . . . . 90
6.5 Zusammenfassung: Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Elektrolumines-
zenz ....................................... 92
7 Zusammenfassung und Ausblick 95
Abk¨
urzungsverzeichnis 101
Simulationsparameter 103
Abbildungsverzeichnis 105
Literaturverzeichnis 109
Publikationen 123
Eingereichte Patente 125
Vortr¨
age 127
Danksagung 129
vi
1 Einleitung
Das Gruppe-III-Nitridsystem mit den Verbindungshalbleitern Aluminiumnitrid (AlN), Gal-
liumnitrid (GaN) und Indiumnitrid (InN) ist sehr interessant f¨
ur die Anwendung in opto-
elektronischen Bauelementen. Wegen des großen direkten Bandl¨
uckenbereichs dieses Mate-
rialsystems (von 0,7 eV f¨
ur InN [WWS+02] bis 6,0 eV f¨
ur AlN [FLNT10]) kann ein breiter
spektraler Emissionsbereich abgedeckt werden. Eingesetzt werden diese Materialien heut-
zutage z.B. in lichtemittierenden Dioden (vom ultravioletten (UV) bis gr¨
unen Spektralbe-
reich) sowie in violetten, blauen und gr¨
unen Laserdioden.
Der große Durchbruch bei den nitrid-basierten Halbleitern gelang Mitte der 80er Jahre
durch die Abscheidung von qualitativ guten GaN-Schichten auf Saphirsubstraten. Dies
wurde durch den Einsatz einer AlN-Nukleationsschicht erreicht. Zuerst 1982 mittels Mo-
lekularstahlepitaxie [YMG83] und dann drei Jahre sp¨
ater mit der metallorganischen Gas-
phasenepitaxie (MOVPE1) [ASA86]. Weiterhin konnte 1989 erstmals die p-Leitung in GaN
durch den Beschuss einer mit Magnesium dotierten GaN-Schicht mit niederenergetischen
Elektronen realisiert werden [AKHA89]. Drei Jahre sp¨
ater wurde dann ¨
uber eine ther-
mische Aktivierung der p-Dotierung berichtet [NMSI92]. Ab diesem Zeitpunkt schritt die
Forschung und Entwicklung bei den Nitridhalbleitern schnell voran, so dass bereits ein Jahr
sp¨
ater die ersten kommerziellen blauen GaN-basierten lichtemittierenden Dioden (LEDs)
von Nichia erh¨
altlich waren [NMS94].
Die Entwicklung von UV-LEDs begann deutlich sp¨
ater. Selbst in der heutigen Zeit sind
UV-LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange unter 340 nm nur von einer Firma kommerziel
erh¨
altlich, obwohl es zahlreiche Anwendungen f¨
ur diese LEDs g¨
abe, wie z.B. im medi-
zinischen Bereich, zum Aush¨
arten von Lacken und Klebstoffen, f¨
ur die Br¨
aunung oder
zur Wasserdesinfektion und Sterilisation von Gegenst¨
anden [WKL+11; DaWPIN+05]. Das
Problem bei der Nutzung von UV-LEDs f¨
ur diese Anwendungen sind die gegenwertig noch
zu hohen Kosten der LEDs bei einer gleichzeitig sehr geringen Lichtleistung. Trotz dieser
Nachteile wurde im Rahmen dieser Arbeit2bereits ein erstes Wasserdesinfektionsmodul
entwickelt, um die Funktionalit¨
at von UV-LEDs f¨
ur diese spezielle Anwendung zu demons-
trieren. In diesem Modul wurden 282 nm LEDs als Lichtquellen genutzt, da sie sehr viele
Vorteile gegen¨
uber den daf¨
ur bisher verwendeten Niederdruckquecksilberdampflampen auf-
weisen. So enthalten diese LEDs keine giftigen Stoffe, sind sehr kompakt und robust, ihre
komplette Lichtleistung ist mit dem Anschalten des Desinfektionsger¨
ates sofort vorhanden
(wichtig f¨
ur ”Point of use“ Anwendungen) und sie ben¨
otigen nur eine sehr geringe Span-
nung, so dass man sie auch f¨
ur mobile Anwendungen einfach mit Solarzellen oder Akkus
betreiben kann.
1englisch: metal organic vapor phase epitaxy
2In enger Zusammenarbeit mit dem Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik
und dem Institut f¨
ur Technischen Umweltschutz (Fachgebiet Wasserreinhaltung) der TU Berlin.
1
1 Einleitung
UV-LED-Wasserdesinfektionsmodul
In Abb. 1 ist das entwickelte Wasserdesinfektionsmodul dargestellt. Es besteht aus einer
Basiseinheit, welche die gesamte Elektronik und 35 UV-LEDs beinhaltet. Die 282 nm LEDs
sind dabei auf drei konzentrisch angeordneten Kreisen mit einem Durchmesser von 1,8 cm,
3,5 cm und 5,2 cm eingelassen. F¨
ur die unterschiedlichen Testreihen (statische Tests und
Durchflussdesinfektionstests) wurden zwei verschiedene Aufs¨
atze entwickelt. Bei dem stati-
schen Tests wurde auf das LED-Array eine Petrischale mit transparentem Boden (Suprasil-
Quarzglas) und eine R¨
uhreinheit platziert (siehe Abb. 1b). Diese ist f¨
ur eine homogene
Bestrahlung der Testfl¨
ussigkeit n¨
otig. Die Bestimmung der Lichtleistung der LEDs er-
folgte w¨
ahrend der gesamten Messung mit einer verkapselten Siliziumfotodiode an Refe-
renz-LEDs, so dass die gleiche Bestrahlungsst¨
arke f¨
ur alle Desinfektionstests sichergestellt
werden konnte. F¨
ur die Durchflusstests wurde ein Durchflussmodul (siehe Box in Abb. 1a)
auf das LED-Array aufgesetzt. Es bestand aus Aluminium, in das schneckenf¨
ormig Kan¨
ale
hineingefr¨
ast wurden. Auf der Bestrahlungsseite wurde das Modul mit einer synthetischen
Quarzglasscheibe abgeschlossen, welche eine Transmission von ¨
uber 90 % f¨
ur Licht mit ei-
ner Emissionswellenl¨
ange von 282 nm aufwies. Die Flussgeschwindigkeit konnte bei diesen
Tests ¨
uber ein Ventil in der Zuleitung eingestellt werden.
Abb. 2 zeigt die Reduktion der Bacillus subtilis Sporen, welche f¨
ur die Desinfektionstests
benutzt wurden, als Funktion der Bestrahlungsdichte der 282 nm LEDs f¨
ur verschiedene
Wasserqualit¨
aten. Dabei ist ein nahezu linearer Anstieg der logarithmisch aufgetragenen
Reduktion der Sporen mit zunehmender Bestrahlungsdichte zu beobachten. Eine Reduzie-
rung um vier Gr¨
oßenordnungen, welche f¨
ur die Desinfektion von Trinkwasser gefordert ist,
konnte f¨
ur eine Bestrahlungsdichte von ca. 400 J/m2beobachtet werden. Dies entsprach
einer Bestrahlungzeit von ca. drei Minuten f¨
ur 30 ml Wasser. Neben den statischen Tests
wurden auch Durchflusstests durchgef¨
uhrt. Bei ihnen konnte eine erfolgreiche Desinfekti-
Abbildung 1: UV-LED-Desinfektionsmodul. a) Basiseinheit mit integrierter Elektronik und
35 LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von 282 nm. In der Box ist das Durchflussmodul
dargestellt. b) LED Array mit R¨
uhreinheit f¨
ur die statischen Tests mit Wasser in einer Pe-
trischale. [WKL+11]
2
Abbildung 2: Reduktion der Ba-
cillus subtilis Sporen als Funktion
der Bestrahlungsdichte von 282 nm
LEDs f¨
ur verschiedene Wasserqua-
lit¨
aten (DI: deionisiertes Wasser,
TW: Leitungswasser, SW: Seewas-
ser, SE: Abwasser). In Klammern
ist die Anzahl der durchgef¨
uhrten
Testreihen angegeben. In der Abbil-
dung ist zus¨
atzlich die UV-Transpa-
renz (UVT) der verschiedenen Was-
serqualit¨
aten angegeben. [WKL+11]
on des Wassers f¨
ur Flussraten bis 10,8 ml/min beobachtet werden. Damit konnte gezeigt
werden, dass UV-LEDs prinzipiell zur Wasserdesinfektion eingesetzt werden k¨
onnen und
gerade f¨
ur mobile Anwendung vielversprechende M¨
oglichkeiten bieten. Der entscheidende
Nachteil der LEDs ist im Moment noch die sehr geringe Lichtleistung (typischerweise unter
1 mW bei einem ¨
ublichen Betriebsstrom von 20 mA) bei den gleichzeitig sehr hohen Kosten
f¨
ur die Bauelemente. In der Zukunft wird sich dies jedoch durch die vielen Forschungsakti-
vit¨
aten in diesem Bereich ¨
andern, so dass Anwendungen von UV-LEDs deutlich zunehmen
werden.
Inhalt dieser Arbeit
Geringe Lichtleistungen treten besonders bei UV-LEDs mit Emissionswellenl¨
angen unter
360 nm auf. Bei ihnen muss wegen der Lichtauskopplung von GaN-basierten Templates,
welche eine Absorptionskante zwischen 360 nm und 370 nm aufweisen, auf AlGaN-ba-
sierte Templates gewechselt werden, was in einer sehr geringen externe Quanteneffizi-
enz (EQE) im einstelligen Prozentbereich resultiert [KKC+11]. Gr¨
unde daf¨
ur sind un-
ter anderem die sehr hohen Defektdichten in den LEDs, die geringe Injektionseffizienz,
der schlechte Ladungstr¨
agereinschluss, die hohen Ionisierungsenergien der Akzeptoren in
den p-dotierten Schichten und die schlechte Lichtauskopplung aus dem Halbleiterchip
[KKC+11; HYNN10; ZNS+10; NLN+04]. Um einige dieser Effekte n¨
aher zu analysieren,
wurden in dieser Arbeit UVA-, UVB- und UVC-LEDs untersucht, welche mittels MOVPE
hergestellt wurden. Durch die Kombination von Simulationen3der LED-Heterostruktur
und Elektrolumineszenzmessungen konnten gezielte Verbesserungen der LED-Heterostruk-
tur und damit der Lichtleistung erzielt werden. Zudem wurden wichtige physikalische Ef-
fekte, wie die ¨
Anderung der Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolu-
mineszenz mit steigendem Aluminiumgehalt der aktiven Zone, untersucht.
Die vorliegende Arbeit ist in sieben Kapitel eingeteilt. Nachdem in den ersten Kapiteln die
Grundlagen zum Verst¨
andniss dieser Arbeit n¨
aher erl¨
autert werden, geht es in Kapitel 5
3F¨
ur die Simulationen wurde die kommerzielle Software ”SiLENSe“ der Firma STR Group Ltd. benutzt.
3
1 Einleitung
und Kapitel 6 darum, die erzielten experimentellen Ergebnisse n¨
aher darzustellen. Dazu
wird in Kapitel 5 diskutiert, welche M¨
oglichkeiten es gibt, die interne Quanteneffizienz von
UV-LEDs zu steigern. So wird der Einfluss der Defektdiche auf die Performance der LEDs
sowohl theoretisch als auch experimentell untersucht, da eine Reduzierung der Defektdichte
in den LEDs wohl das gr¨
oßte Potential f¨
ur eine Erh¨
ohung der internen Quanteneffizienz
bietet. Im weiteren Verlauf des Kapitels wird der Einfluss des Designs der aktiven Zo-
ne von 320 nm LEDs betrachtet, um eine m¨
oglichst hohe strahlende Rekombinationsrate
der Ladungstr¨
ager zu erzielen. Dabei spielt die Ladungstr¨
agerinjektion in die einzelnen
Quantenfilme eine wichtige Rolle. Neben der Ladungstr¨
agerinjektion ist aber auch der La-
dungstr¨
agereinschluss f¨
ur eine Effizienzsteigerung der LEDs von entscheidener Bedeutung.
Daher wird auch der Einfluss verschiedener Elektronsperrschichten untersucht. Dabei wird
sowohl die Zusammensetzung einer einzelnen Sperrschicht variiert, wie auch die Verwen-
dung eines Sperrschichtsystems betrachtet. Im folgenden sechsten Kapitel wird dann auf
die optische Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolumineszenz von na-
hen und fernen UV-LEDs n¨
aher eingegangen, da diese einen entscheidenen Einfluss auf die
Lichtauskopplung aus dem Halbleiterchip und damit auf die externe Quateneffizienz der
LEDs haben kann [NLN+04]. Dabei wurde der Einfluss der Temperatur, der Verspannung
und des Injektionsstroms auf den Polarisationsgrad untersucht.
4
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
Halbleiterbasierte Lichtemitter bestehen aus einer Vielzahl von Schichten, die unterschied-
liche Funktionen haben. So findet bei den in dieser Arbeit untersuchten Lichtemittern
die Rekombination der Elektronen und L¨
ochern in sogenannten Mehrfachquantenfilmen
(MQWs4) statt. Außerdem sind f¨
ur einen effektiven Ladungstr¨
agereinschluss in der akti-
ven Zone Schichten n¨
otig, welche aus Halbleitermaterialien gr¨
oßerer Bandl¨
ucke bestehen.
Sie dienen als Barrieren f¨
ur die Ladungstr¨
ager und sind f¨
ur hoch effiziente Lichtemitter
sehr wichtig.
Das Ziel dieses Kapitels ist, die n¨
otigen Grundlagen f¨
ur das Verst¨
andnis der weiteren Arbeit
zu legen. Im Folgenden wird z.B. auf wichtige Materialeigenschaften der Halbleiterschich-
ten, deren Dotierung sowie auf den Aufbau und Einfluss der Mehrfachquantenfilme und
der Elektronensperrschicht auf die Performance der LEDs eingegangen.
2.1 Materialeigenschaften von GaN, AlN und deren Verbindungen
Das Gruppe-III-Nitrid-System mit den Verbindungen InN, GaN, AlN und seinen tern¨
aren
und quatern¨
aren Verbindungen eignet sich hervorragend, wegen der direkten Bandl¨
ucke
und des großen einstellbaren Bandl¨
uckenbereichs (siehe Abb. 3), zur Herstellung von Licht-
emittern vom UV bis hin zum infraroten (IR) Emissionswellenl¨
angenbereich5. Diese Verbin-
dungen kristallisieren in Wurtzit- oder kubischer Struktur, wie z.B. der Zinkblendestruktur,
wobei nur die Wurtzitstruktur auf Saphir- und GaN-Substraten thermodynamisch stabil
ist. In Abb. 4 ist die Wurtzitstruktur von GaN mit den Gitterkonstanten a und c zu sehen.
Abbildung 3: Bandl¨
ucke als Funktion der
Gitterkonstante der Verbindungen InN,
GaN, AlN und ihren tern¨
aren Verbindungen
[Pip07].
4englisch: multi quantum wells
5Bis heute sind nur Lichtemitter vom UV bis roten Emissionswellenl¨
angenbereich realisiert worden, da es
problematisch ist InGaN in einer guten Qualit¨
at mit hohem Indiumanteil herzustellen und es f¨
ur rote und
infrarote Lichtemitter bereits weit erforschte Materialien f¨
ur effiziente Lichtemitter gibt.
5
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
Abbildung 4: Wurtzitstruk-
tur mit Gitterkonstante a und
c des GaN. In schwarz sind
die Galliumatome und in weiß
die Stickstoffatome dargestellt
[Pip07].
In schwarz sind die Galliumatome und in weiß die Stickstoffatome dargestellt. In der he-
xagonalen Einheitszelle ist jedes Atom von vier Nachbaratomen der entsprechend anderen
Atomsorte umgeben. Die Atome sind tetraedisch gebunden und es liegt eine Stapelfolge
ABABAB vor, wobei z.B. A eine Ebene Galliumatome und B eine Ebene Stickstoffatome
darstellt.
Galliumnitrid
Galliumnitrid (GaN) wurde 1932 zum ersten Mal von Johnson et al. [JPC32] synthetisiert.
Seitdem ist es eins der meist untersuchtesten Materialien des Gruppe-III-Nitrid Systems.
Da GaN-Substrate um ein Vielfaches teurer sind als Fremdsubstrate, wird GaN gr¨
oßtenteils
auf Saphirsubstraten abgeschieden. Aufgrund der unterschiedlichen Gitterkonstanten von
GaN und Saphir f¨
uhrt dies zu Verspannungen und Versetzungen, die zus¨
atzlich Defekte
im Kristall hervorrufen k¨
onnen (siehe auch Abschnitt ”Wachstum auf Saphir-, GaN- und
AlN-Substraten“). Durch diese hohe Defektdichte, die um einige Gr¨
oßenordnungen h¨
oher
ist als bei klassischen III-V-Halbleitern (wie z.B. GaAs), und durch Verunreinigungen ist
GaN oft schon n-leitend, was zu Problemen bei der p-Dotierung f¨
uhren kann. Genauere
Informationen zur Dotierung und den Dotierstoffen sind in Kapitel 2.2 zu finden.
Weitere Eigenschaften von GaN sind seine chemische Stabilit¨
at und mechanische Festig-
keit. Mit diesen Eigenschaften und der Bandl¨
ucke von 3,44 eV (f¨
ur die Wurzitstruktur bei
295 K [Mon74]) eignet sich dieses Material gut f¨
ur Hochtemperaturanwendungen. Die Git-
terkonstanten bei Raumtemperatur f¨
ur die thermodynamisch stabile Wurtzitstruktur sind
a = 0,3188 nm [LM78] und c = 0,5182 nm [LM78]. Sie h¨
angen aber nach Ref. [MAS74] von
den Wachstumsbedingungen, der Verunreinigungskonzentration und der St¨
ochiometrie der
GaN-Filme ab. Außerdem wird in Ref. [MAS74] ¨
uber eine Gitterausdehnung mit zuneh-
mender Magnesiumdotierung berichtet, da die Magnesiumatome verst¨
arkt die Gitterpl¨
atze
der wesentlich kleineren Stickstoffatome besetzen.
Die elektronische Valenzbandstruktur von GaN ist in Abb. 5 im Bereich des Γ-Punktes
dargestellt. Wegen der Wurzitstruktur des GaN und der Spin-Bahn-Wechselwirkung spal-
6
2.1 Materialeigenschaften von GaN, AlN und deren Verbindungen
Abbildung 5: Valenzbandstruk-
tur von GaN (Wurzitstruktur)
[KLSS97]. Dargestellt sind das
Schwerloch- (HH), Leichtloch-
(LH) und Kristallfeldaufspaltungs-
lochband (CH) im Bereich des
Γ-Punktes.
tet sich das Valenzband in drei B¨
ander auf. Dabei ist am Γ-Punkt das oberste Schwer-
(HH6) und Leichtlochband (LH7) von dem Kristallfeldaufspaltungslochband (CH8) um ei-
ne Energie von 37 meV [NLN+04] getrennt (der energetische Abstand zwischen dem Schwer-
und Leichtlochband ist dabei sehr gering). Dies f¨
uhrt zu einer bevorzugten Rekombination
der Ladungstr¨
ager zwischen dem s-artigen Leitungsband und dem Schwer- bzw. Leicht-
lochband, was sich in einer Emission von hauts¨
achlich transversal elektrisch polarisiertem
Licht (elektrisches Feld ist senkrecht zur c-Achse) bemerkbar macht, da das Schwer- und
Leichtlochband aus den px- und py-Orbitalen (x, y Koordinaten liegen in der Wachstums-
ebene) gebildet werden [BFK09; TK11] und somit ihr Dipolmoment senkrecht zur c-Achse
steht.
Aluminiumnitrid
Aluminiumnitrid (AlN) wird wie GaN haupts¨
achlich auf Fremdsubstraten (z.B. auf Saphir)
abgeschieden, da lange Zeit keine AlN-Substrate in ausreichender Qualit¨
at vorhanden wa-
ren und der Einsatz heutzutage sehr kostenintensiv ist. Durch dieses heteroepitaktische
Wachstum entstehen aufgrund der stark unterschiedlichen Gitterkonstanten von Substrat
und AlN-Schicht (siehe Abschnitt ”Wachstum auf Saphir-, GaN- und AlN-Substraten“)
starke Verspannungen und eine Vielzahl an Defekten, welche die Effizienz von Lichtemit-
tern stark negativ beeinflussen k¨
onnen.
AlN ist ein direkter Halbleiter mit einer Bandl¨
ucke von 6,0 eV [FLNT10], wodurch dieses
Material f¨
ur Anwendungen in fernen UV-LEDs sehr interessant ist. Die Gitterkonstanten
bei Raumtemperatur f¨
ur die thermodynamisch stabile Wurzitstruktur sind a = 0,3111 nm
[QSR96] und c = 0,4979 nm [QSR96].
Die elektronische Valenzbandstruktur von AlN ist in Abb. 6 dargestellt. Wegen der negati-
ven Kristallfeldaufspaltung von unter -200 meV [NLN+04; CSD+04; SJG+05] ist im Halb-
6englisch: heavy hole
7englisch: light hole
8englisch: crystal field split-off hole
7
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
Abbildung 6: Valenzbandstruktur von AlN
(Wurzitstruktur) [Pip07]. Dargestellt sind das
Schwerloch- (HH), Leichtloch- (LH) und Kris-
tallfeldaufspaltungslochband (CH) im Bereich
des Γ-Punktes.
leiter AlN am Γ-Punkt das oberste Valenzband das Kristallfeldaufspaltungslochband (CH)
gefolgt von dem Schwer- (HH) und Leichtlochband (LH). Dies f¨
uhrt zu einer bevorzugten
Rekombination der Ladungstr¨
ager zwischen dem s-artigen Leitungs- und dem Kristallfeld-
aufspaltungslochband, was die Polarisation des senkrecht zur c-Achse emittierten Lichts
stark beeinflusst. Dieses ist haupts¨
achlich transversal magnetisch polarisiert (elektrisches
Feld ist parallel zur c-Achse), da das Kristallfeldaufspaltungslochband aus dem pz-Orbital
(zkc) gebildet wird [BFK09; TK11] und dessen Dipol parallel zur c-Achse ausgerichtet ist.
Aluminiumgallium-, Indiumgallium- und Indiumaluminiumgalliumnitrid
Bei der Herstellung von halbleiterbasierten Lichtemittern wird die Emissionswellenl¨
ange
¨
uber die Bandl¨
ucke eingestellt. Dazu werden verschiedene Materialzusammensetzungen als
lichtemittierende Bereiche eingesetzt. Durch eine Kompositions¨
anderung in den Halbleiter-
materialien, wie z.B. f¨
ur AlxGa1−xN, ¨
andert sich die Bandl¨
ucke und somit auch die Emis-
sionswellenl¨
ange (siehe Abb. 3) der LEDs. F¨
ur nahe UV-LEDs mit Emissionswellenl¨
angen
von 360 nm bis 400 nm werden aktive Zone aus InxGa1−xN mit einem Indiumanteil bis ca.
7 % benutzt. F¨
ur LEDs im Spektralbereich zwischen 360 nm und 210 nm werden hingegen
aktive Zone aus AlxGa1−xN eingesetzt. Zudem werden in niederdimensionalen Strukturen
Barrieren ben¨
otigt, deren H¨
ohe variierbar sein muss, um einen ausreichenden Ladungstr¨
a-
gereinschluss zu gew¨
ahrleisten. So kann eine m¨
oglichst hohe Anzahl an Ladungstr¨
agern,
welche strahlend miteinander rekombinieren k¨
onnen, im lichtemittierenden Bereich erreicht
werden. Bei den in dieser Arbeit untersuchten Strukturen bestehen die lichtemittierenden
(aktiven) Bereiche sowie die Barrieren hauts¨
achlich aus InAlGaN9bzw. AlGaN.
Die Bandl¨
ucke von AlxGa1−xN berechnet sich nach Ref. [Mor99] mit folgender empirischer
Gleichung:
Eg(x) = xEg(AlN) + (1 −x)Eg(GaN)−bx(1 −x).(1)
9Der Indiumanteil ist mit 1 % bis 2 % sehr gering, so dass die Materialeigenschaften nahe am AlGaN liegen.
8
2.1 Materialeigenschaften von GaN, AlN und deren Verbindungen
Dabei sind Eg(GaN) = 3,44 eV [Mon74] bzw. Eg(AlN) = 6,0 eV [FLNT10] die entsprechen-
den Bandl¨
ucken von GaN und AlN, x der Anteil an Aluminium und b der Bowingparame-
ter. In der Literatur gibt es allerdings widerspr¨
uchliche Angaben zum Bowingparameter.
Es sind f¨
ur das Wachstum auf Saphir Werte von 0,6 eV [LWC+99] bis 1,3 eV [SIY+99]
zu finden. Am gebr¨
auchlisten, z.B. f¨
ur Berechnungen der Bandstruktur, sind nach Piprek
[Pip07] Werte um 1,0 eV, die durch Photolumineszenz- [KKI+86] und Absorptionsmessung-
en [KIK+86] bestimmt wurden.
Das Wachstum von InGaN mit hohen Indiumkonzentrationen (¨
uber 25 %) ist sehr schwie-
rig, da Temperaturen ben¨
otigt werden, bei denen die Indiumatome schlecht oder nicht
mehr an der Oberfl¨
ache gebunden werden. Außerdem ist der Atomdurchmesser von Indi-
um gr¨
oßer als von Gallium, was im Verbund zu Druckspannung f¨
uhrt. Somit wird Indium
schlecht und inhomogen in GaN eingebaut und qualitativ hochwertige InGaN-Schichten
sind nicht mehr zu erreichen. Durch piezoelektrische Felder und den inhomogenen Indi-
umeinbau ist eine Bestimmung der tats¨
achlichen Bandl¨
ucke f¨
ur eine bestimmte InGaN-
Komposition sehr schwer. Nach Ref. [Mor99] berechnet sich die Bandl¨
ucke von InxGa1−xN
nach folgender empirischer Gleichung:
Eg(x) = xEg(InN) + (1 −x)Eg(GaN)−bx(1 −x),(2)
wobei Eg(GaN) = 3,44 eV [Mon74] bzw. Eg(InN) = 0,7 eV [HK02][BFF+03][WWS+02] die
Bandl¨
ucken f¨
ur GaN und InN sind, x der Anteil an Indium und b ist der Bowingparameter
ist. Die Werte f¨
ur den Bowingparameter streuen dabei in der Literatur noch wesentlich
st¨
arker als bei AlGaN, da es bislang immer noch schwierig ist, qualitativ gute InGaN-
Schichten mit hohem Indiumanteil herzustellen. Nach Osamura et al. [ONM75] liegt der
Wert f¨
ur den Bowingparameter bei rund 1,0 eV, was durch viele weitere Gruppen best¨
atigt
wurde. So best¨
atigte Shuji Nakamura 1994 diesen Wert durch Photolumineszenzmessungen
f¨
ur Indiumkonzentrationen bis 33 % [Nak95].
Eine weitere M¨
oglichkeit, um die Effizienz von UVA- und UVB-LEDs zu steigern, ist die
Verwendung der quatern¨
aren Verbindung InAlGaN. Ein Vorteil dieser Verbindung ist, dass
durch Indiumsegregationseffekte trotz hoher Defektdichte eine hohe strahlende Rekombi-
nation der Ladungstr¨
ager erreicht werden kann [Hir05], da die Ladungstr¨
ager durch die
resultierenden Indiumfluktuationen st¨
arker lokalisiert sind und ihre Diffusion zu nichtstrah-
lenden Rekombinationszentren verhindert wird. Zum anderen ist es m¨
oglich, durch eine ge-
eignete Wahl der Zusammensetzung der InAlGaN-Schicht ein gitterangepasstes Wachstum
zu realisieren und damit Verspannungen in den LEDs zu minimieren, was z.B. den Quantum
Confined Stark Effekt (siehe Kapitel 2.4) deutlich reduzieren kann [KWK+08; KKW+09].
Die Bandl¨
ucke des quatern¨
aren Materials InxAlyGa1−x−yN berechnet sich nach Piprek et
al. [PWK07] nach folgender empirischer Gleichung:
Eg(x, y) = xEg(InN) + yEg(AlN) + (1 −x−y)Eg(GaN) + xybInAlN
+x(1 −x−y)bInGaN +y(1 −x−y)bAlGaN +xy(1 −x−y)InAlGaN ,(3)
wobei Egdie Bandl¨
ucke und b der Bowingparameter der entsprechenden Materialien ist.
9
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
Wachstum auf Saphir-, GaN- und AlN-Substraten
Das Wachstum von GaN-basierten Strukturen ist auf einer Vielzahl von Substraten m¨
oglich
wie z.B. Saphir, Si, NaCl, GaP, InP, SiC, ZnO, TiO2, MgO oder auch GaN und AlN
[Mor99]. Ein Nachteil bei der Verwendung von Fremdsubstraten (Heteroepitaxie) ist, dass
die gewachsenen Schichten u.a. wegen der großen Gitterfehlanpassung sehr defektreich sind
und eine schlechte Morphologie aufweisen k¨
onnen.
Die in dieser Arbeit untersuchten LED-Strukturen wurden zum gr¨
oßten Teil auf (0001)-
Saphirsubstraten gewachsen. Ein Vorteil dieser Substrate ist z.B., dass die Herstellung
in großen Mengen von hochwertiger Qualit¨
at bis zu einer Gr¨
oße von 6 Zoll m¨
oglich ist.
Außerdem sind sie im Emissionswellenl¨
angenbereich der untersuchten LEDs quasi trans-
parent, so dass eine Lichtauskopplung durch das Substrat ohne große Verluste m¨
oglich
ist. Weitere Vorteile sind die thermische Stabilit¨
at bei Temperaturen ¨
uber 1000 ◦C, wel-
che f¨
ur das Wachstum von UV-LEDs ben¨
otigt werden, sowie der vergleichsweise geringe
Preis. Beim Wachstum der Nitridhalbleiter auf Saphirsubstraten gibt es allerdings zwei
problematische Punkte. Zum einen sind es die stark unterschiedlichen Gitterkonstanten
(siehe Tabelle 1) von Saphir und GaN, was theoretisch zu einer Gitterfehlanpassung (in
a-Richtung) von ca. 49 % f¨
uhrt. In der Realit¨
at sind es allerdings nur ca. 15 % (was bei
der Epitaxie immer noch zu einer Vielzahl an Versetzungen und Verspannungen f¨
uhrt),
da die kleinen Zellen der Aluminiumatome auf der (0001)-Saphirebene im Vergleich zum
GaN-Gitter um 30 ◦verdreht sind, wie es in Abb. 7 dargestellt ist [LLM93]. Zum anderen
haben Saphir und GaN stark unterschiedliche thermische Ausdehnungskoeffizienten (sie-
he Tabelle 1), was beim Abk¨
uhlen nach dem Wachstum zu starken Verspannungen f¨
uhrt
und somit im Kristall zur Entstehung von piezoelektrischen Feldern beitr¨
agt. Bei der Kon-
taktierung der Lichtemitter muss, da Saphir ein hervorragender elektrischer Isolator ist,
auch anders als bei den klassischen III-V-Halbleitern vorgegangen werden. Die Kontak-
tierung der p- und n-dotierten Schicht erfolgt von der Oberseite der Probe, so dass die
Lichtauskopplung gr¨
oßtenteils durch das Substrat erfolgen muss. Um die Qualit¨
at einer
GaN-Schicht beim Wachstum auf Saphirsubstraten zu erh¨
ohen, ist eine dicke (bis in den
µm-Bereich) AlN- [AAK+89; AAH+88] oder GaN-Schicht [NMS92] n¨
otig, die bei niedri-
gen Temperaturen abgeschieden wird. Ohne diese Pufferschicht erh¨
alt man eine qualitativ
Kristall Struktur Gitterkonstante Ausdehnungskoeffizient
(a; c) in nm (a; c) in (10−6K−1)
GaN wurzit (0,3188; 0,5182) [LM78] (5,59; 3,17) [QSR96]
InN wurzit (0,3538; 0,5706) [WZY+06] (3,83; 2,75) [WR01]
AlN wurzit (0,3111; 0,4979) [QSR96] (4,15; 5,27) [QSR96]
Saphir hexagonal (0,4758; 1,2991) [AHA91] (7,5; 8,5) [AHA91]
Tabelle 1: Gitterkonstanten und thermische Ausdehnungskoeffizienten (Werte f¨
ur 300 K)
von GaN, InN, AlN und Saphir. Die Werte in Klammern (a; c) stehen f¨
ur die verschiedenen
Richtungen a und c im Kristall (siehe Abb. 4).
10
2.1 Materialeigenschaften von GaN, AlN und deren Verbindungen
Abbildung 7: Dargestellt ist die Projektion einer auf (0001)-Saphir gewachsenen GaN-
Schicht. Die Kreise stellen die Position der Aluminiumatome und die Quadrate die Positi-
on der Galliumatome dar. Die Einheitszellen von Saphir sind mit gestrichelten Linien, die
von GaN mit durchgezogenen Linien gekennzeichnet. Das Aluminiumatom befindet sich ca.
0,05 nm ¨
uber und unter der planaren Position [LLM93].
schlechte Epitaxieschicht mit einer sehr rauhen Oberfl¨
ache, die zudem noch eine hohe Elek-
tronenkonzentration von ca. 1019 cm−3aufweist und eine starke Defektlumineszenz10 zeigt
[AAK+89; NMS92].
Beim Wachstum auf GaN-Substraten tritt diese ganze Problematik nicht bzw. nur in ei-
nem sehr geringen Maße auf, da die Gitterkonstanten und thermischen Ausdehnungsko-
effizienten vom Substrat und den LED-Schichten sehr ¨
ahnlich sind (siehe Tabelle 1). Auf
GaN-Substraten ist es mittels metallorganischen Gasphasenepitaxie m¨
oglich, sehr hochwer-
tige GaN-Schichten mit einer Defektdichte von 107cm−2bis 108cm−2[Gil98] abzuscheiden.
Vergleicht man diese Werte mit der Defektdichte von GaN-Schichten auf Saphirsubstra-
ten (109cm−2bis 1010 cm−2[Gil98]), so stellt man fest, dass die Defektdichte durch den
Einsatz der Saphirsubstrate und der daraus resultierende Gitterfehlanpassung zwischen
Substrat und GaN-Schicht um einige Gr¨
oßenordnungen steigt. Dies macht sich u.a. in ei-
ner wesentlich h¨
oheren Lichtleistung von violetten und blauen LEDs auf GaN-Substraten
bemerkbar, da die nichtstrahlende Rekombination an Defekten abnimmt [Kol08; BYT+11].
Der große Nachteil von GaN-Substraten ist die aufw¨
andige Herstellung und somit der er-
heblich h¨
ohere Preis im Vergleich zum Saphir. Zudem hat GaN eine Bandl¨
ucke von 3,44 eV
(f¨
ur die Wurzitstruktur bei 295 K [Mon74]), so dass sich eine theoretische Absoptionskante
bei ca. 360 nm ergibt. Unsere Experimente haben allerdings gezeigt, dass eine Absorpti-
on schon bei Emissionswellenl¨
angen unter 380 nm einsetzt, was z.B. mit einer nicht zu
vermeidenen Verunreigungen der Substrate erkl¨
art werden kann. Daher sind diese Sub-
strate nur f¨
ur nahe UV-LEDs mit einer minimalen Emissionswellenl¨
ange von ca. 380 nm
10Auch unter dem Begriff ”gelbe Lumineszenz“ bekannt.
11
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
(Bottomemitter) geeignet. Topemitter-LEDs k¨
onnen auf GaN-Substraten noch f¨
ur etwas
k¨
urzere Emissionswellenl¨
angen realisiert werden (bis ca. 340 nm), obwohl bei diesen LEDs
die transparenten Kontakte eine Herausforderung darstellen. Zudem k¨
onnen aufgrund der
oben beschriebenen Absorption keine reflektierenden Schichten auf der R¨
uckseite der LEDs
verwendet werden, so dass ein Großteil des in der aktiven Zone erzeugten Lichts nicht aus
dem LED-Chip ausgekoppelt werden kann.
Die Entwicklung von AlN-Substraten hat in den letzten Jahren stark zugenommen. So
sind heutzutage erste AlN-Substrate kommerziell erh¨
altlich. Sie sind vielversprechende
Kandidaten zur Herstellung von fernen UV-LEDs, da sie mit einer Bandl¨
ucke von 6,0 eV
[FLNT10] f¨
ur Licht mit einer minimalen Emissionswellenl¨
ange bis ca. 210 nm theoretisch
transparent sind. Jedoch tritt, aufgrund von Verunreinigungen im AlN (z.B. Kohlenstoff)
in diesen Substraten, heutzutage noch eine teilweise starke Absorption von Photonen mit
einer Emissionswellenl¨
ange unter 280 nm auf [CXG+12]. Allerdings haben AlN-Substrate,
wie auch GaN-Substrate, ¨
ahnliche Materialeigenschaften wie die einzelnen LED-Schichten
der Heterostruktur, so dass es m¨
oglich sein sollte, sehr defektarme LEDs mit einer hohen
Lichtleistung im fernen UV-Spektralbereich herzustellen. Jedoch sind auch diese Substrate
wegen ihrer aufwendigen Herstellung in der heutigen Zeit viel zu teuer, um auf ihrer Basis
eine LED-Entwicklung betreiben zu k¨
onnen, so dass Saphirsubstrate f¨
ur UV-LEDs noch
am h¨
aufigsten zum Einsatz kommen.
2.2 Dotierung von AlGaN
Um Bauelemente herstellen zu k¨
onnen, werden Ladungstr¨
agerinjektionsschichten ben¨
otigt.
F¨
ur diese Schichten ist eine kontrollierte und gezielte Dotierung unabdingbar. Bei GaN-ba-
sierten Materialien ist allerdings schon eine sehr hohe n-Hintergrunddotierung vorhanden,
welche durch nat¨
urliche Defekte zustande kommt. F¨
ur gute Proben ist deren Konzentration
ca. 5 ·1016 cm−3[Mor99] mit einer Ionisierungsenergie von 20 meV bis 30 meV [MLM92].
M¨
ochte man nun GaN-basierte Verbindungen p-dotieren, so tritt durch die Hintergrunddo-
tierung eine Kompensation auf, was eine hohe p-Dotierung schwierig macht, da nur wenige
Akzeptoren aufgrund ihrer hohen Ionisierungsenergie ionisiert sind (siehe weiter unten).
Um in GaN-basierten Verbindungen eine n-Leitf¨
ahigkeit zu erreichen, gibt es mehrere Do-
tierstoffe wie z.B. Germanium, Silizium und Selen. ¨
Uber das Erreichen einer kontrollierten
n-Leitf¨
ahigkeit von GaN-Verbindungen mit Silizium mittels MOVPE wurde 1991 berichtet
[KKS+91]. Derzeit wird meistens Silizium f¨
ur die n-Dotierung von GaN-basierten Verbin-
dungen genutzt, da damit hohe Dotierungskonzentrationen von mehr als 1020 cm−3erreicht
werden k¨
onnen. Als Ausgangsstoff wird Silan (SiH4) oder Disilan (Si2H6) genutzt. Die Elek-
tronenkonzentration ist dabei linear vom Silanfluss abh¨
angig [KKS+91]. Im Kristallgitter
wird beim Dotierungsprozess ein Galliumatom durch ein Siliziumatom ersetzt, wodurch ein
schwach gebundenes Elektron entsteht. Die Ionisierungsenergie der Si-Donatoren im GaN
liegt bei ca. 27 meV und f¨
allt mit zunehmender Dotierung auf ca. 22 meV ab [GJC+96].
12
2.2 Dotierung von AlGaN
Abbildung 8: Dargestellt ist Mg-
dotiertes GaN mit ungebundener Ein-
lagerung von Wasserstoff (H) und ge-
bundenem Mg-H-Komplex. [Mor99]
Wesentlich komplizierter bei den GaN-basierenden Halbleitermaterialien ist die p-Dotie-
rung. Als g¨
unstigstes Element f¨
ur die p-Dotierung hat sich Magnesium herausgestellt. Als
Ausgangsquelle wird oft Bicyclopentadienylmagnesium (Cp2Mg) genutzt. Die Magnesium-
konzentration ist dabei linear vom Cp2Mg-Fluss abh¨
angig [AAK+90]. Ein großes Problem
beim Wachstum von p-dotierten GaN-basierten Verbindungen ist der große Schichtwider-
stand nach der Epitaxie. So wurde 1989 das erste Mal eine p-Leitung in GaN realisiert,
indem die Schicht nach dem Wachstum durch Beschuss mit niederenergetischen Elektro-
nen aktiviert wurde [AKHA89]. Drei Jahre sp¨
ater gab es Berichte ¨
uber eine thermische
Aktivierung der p-Dotierung [NMSI92]. Durch diese Aktivierung war es nun m¨
oglich, den
Schichtwiderstand um einige Gr¨
oßenordnungen zu senken.
Eine Aktivierung der p-dotierten Schichten nach dem Wachstum ist n¨
otig, da bei der
Epitaxie Magnesium-Wasserstoffkomplexe entstehen und diese die Bildung von gen¨
ugend
Akzeptoren verhindern [LJvdW12]. Sie wirken wie ein nat¨
urlicher Donator [LJvdW12].
Der Wasserstoff wird dabei auf dem f¨
ur ihn energetisch g¨
unstigsten Platz, einem Zwi-
schengitterplatz, gebunden [Vec97]. Schematisch ist dies in Abb. 8 dargestellt. Durch die
Nachbehandlung der Schicht, z.B. durch eine thermische Aktivierung, werden diese Mag-
nesium-Wasserstoffkomplexe aufgebrochen und der Wasserstoff kann aus der Probe her-
ausdiffundieren. Dadurch wird das Magnesium zu einem Akzeptor.
Ein weiterer Grund, warum die p-Dotierung heute noch ein Hauptproblem bei den GaN-ba-
sierten Verbindungen darstellt, ist die hohe Ionisierungsenergie der Mg-Akzeptoren. Sie
liegt f¨
ur GaN bei ca. 160 meV [KSO+00] und steigt in AlGaN-Verbindungen mit zu-
nehmender Aluminiumkonzentration stark an [NNL+03; IKO+07]. So liegt die Ionisie-
rungsenergie der Mg-Akzeptoren im AlN bei ¨
uber 500 meV [NNL+03; IKO+07]. Damit
sind bei Raumtemperatur nur wenige Akzeptoren ionisiert, was zu einer sehr geringen
L¨
ocherkonzentration f¨
uhrt. Somit ist nur eine schlechte L¨
ocherinjektion in die aktive Zo-
ne m¨
oglich. Zudem werden durch den Anstieg der Ionisierungsenergie mit zunehmender
Aluminiumkonzentration die p-dotierten Schichten zunehmend hochohmiger, was zu ho-
hen Betriebsspannungen f¨
uhrt und demzufolge eine sehr starke Selbsterw¨
armung der LEDs
bewirkt.
13
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
2.3 Aktive Zone und Ladungstr¨
agereinschluss
Der wichtigste Bereich in der Struktur von Lichtemittern ist die aktive Zone. Sie besteht
aus einem p- und n-dotierten Bereich, dem sogenannten pn-¨
Ubergang. Treten Elektronen
(Minorit¨
atsladungstr¨
ager) in den p-dotierten Bereich am pn-¨
Ubergang ein, so k¨
onnen diese
mit den L¨
ochern (Majorit¨
atsladungstr¨
ager) rekombinieren11. Die dabei frei werdene Ener-
gie hν(entspricht der Bandl¨
ucke, h: planksches Wirkungsquantum, ν: Frequenz) wird in
Form von Photonen abgegeben. Die durchschnittliche L¨
ange, nach der dies geschieht, ist
die Diffusionsl¨
ange der Elektronen und L¨
ocher (siehe Abb. 9a). Typische Werte f¨
ur die
Diffusionsl¨
ange der Elektronen und L¨
ocher im GaN liegen zwischen 0,05 µm und 2 µm
[KMK+05; COFS00]. In einem einfachen pn-¨
Ubergang gibt es somit f¨
ur die Ladungstr¨
ager
eine sehr große Distanz (ihre Diffusionsl¨
ange) in der die Ladungstr¨
agerrekombination statt-
finden kann. Aufgrund dieser großen Distanz ist ihre Rekombination sehr ineffizient, da die
Rekombinationszeiten der Ladungstr¨
ager groß sind und somit die Wahrscheinlichkeit f¨
ur
eine nichtstrahlende Rekombination steigt.
F¨
ur die Effizienz einer LED ist der Ladungstr¨
agereinschluss am pn-¨
Ubergang von ent-
scheidender Bedeutung. Deshalb werden f¨
ur effiziente und leistungsstarke LEDs pn-He-
tero¨
uberg¨
ange eingesetzt. Sie bestehen aus zwei verschiedenen Halbleitermaterialien mit
einer unterschiedlichen Bandl¨
ucke. Das Halbleitermaterial mit der kleineren Bandl¨
ucke ist
dabei in das Hableitermaterial mit der gr¨
oßeren Bandl¨
ucke eingebettet, so dass zwei Bar-
rieren f¨
ur die Ladungstr¨
ager entstehen. In Abb. 9b ist ein solcher pn-Hetero¨
ubergang in
Vorw¨
artsrichtung dargestellt. Durch die zwei Barrieren, deren Abstand kleiner sein muss
als die Diffusionsl¨
ange der Ladungstr¨
ager, werden die Elektronen und L¨
ocher in einem
kleinen Bereich am pn-¨
Ubergang konzentriert. Somit nimmt die Rekombinationszeit der
(a) pn-¨
Ubergang mit Vorw¨
artsspannung (b) pn-Hetero¨
ubergang mit Vorw¨
artsspannung
Abbildung 9: (a) schematische Darstellung eines pn-¨
Ubergangs unter Vorw¨
artsspannung.
Die Ladungstr¨
ager bewegen sich innerhalb der Diffusionsl¨
angen bis sie rekombinieren. In
(b) ist ein pn-Hetero¨
ubergang dargestellt. Die Ladungstr¨
agerbewegung ist nun zwischen den
Barrieren begrenzt und die Rekombination ist somit effizienter.
11Gleiches gilt nat¨
urlich, wenn im n-Bereich Elektronen Majorit¨
atsladungstr¨
ager und L¨
ocher Mino-
rit¨
atsladungstr¨
ager sind.
14
2.3 Aktive Zone und Ladungstr¨
agereinschluss
Ladungstr¨
ager ab und die strahlende Rekombination steigt.
Wird der Abstand zwischen den beiden Barrieren auf eine Distanz kleiner oder gleich der
deBroglie-Wellenl¨
ange f¨
ur Elektronen verringert, so reduziert sich die Bewegungsfreiheit der
Ladungstr¨
ager auf zwei Dimensionen. Man spricht nun von einem sogenannten Quantenfilm
(QW12). Durch diesen Einschluss von Ladungstr¨
agern ¨
andern sich viele Eigenschaften des
Halbleiters. In zwei Richtungen bleiben die Wellenfunktionen der Elektronen und L¨
ocher
wie im Volumenkristall erhalten. In der dritten Richtung hingegen wird die Wellenfunktion
durch die Reflektion an den Barrieren zu einer stehenden Welle. Die Energiezust¨
ande der
Ladungstr¨
ager in den Quantenfilmen sind somit in einer Richtung quantisiert. Dadurch
¨
andert sich die Zustandsdichte, welche im dreidimensionalen Kristall durch eine Wurzel-
funktion beschrieben wird, zu einer Konstanten (f¨
ur jedes diskrete Energieniveau).
F¨
ur den effektiven Einschluss der Ladungstr¨
ager sollten die Barrieren f¨
ur die Elektronen
und L¨
ocher um die Quantenfilme stets gr¨
oßer sein als kT (k: Bolzmannkonstante, T: Tempe-
ratur), um gr¨
oßere Ladungstr¨
agerverluste in der aktiven Zone zu vermeiden. Die Verteilung
freier Ladungstr¨
ager in der aktiven Zone wird durch die Fermi-Dirac-Funktion beschieben,
so dass immer Ladungstr¨
ager mit gr¨
oßerer Energie als die Barrierenh¨
ohe vorhanden sind.
Durch diese, meist geringe Anzahl an Ladungstr¨
agern entstehen in der Diode Leckstr¨
ome,
die exponentiell von der Temperatur abh¨
angig sind und zu einer Entstehung von Nebenlu-
mineszenz, durch die strahlende Rekombination von Ladungstr¨
agern außerhalb der aktiven
Zone, beitragen k¨
onnen. Daher ist auch die Effizienz einer LED stark von der Temperatur
abh¨
angig und f¨
allt schnell mit zunehmender Temperatur ab. Um dies zu vermeiden, sollten
Quantenfilmbarrieren mit einer ausreichenden H¨
ohe verwendet werden.
Bei der Verwendung von Quantenfilmen als aktive Zone kann es auch zum Ladungs-
tr¨
ager¨
uberlauf kommen. Er kann z.B. bei niedrigen Quantenfilmbarrieren und hohen Strom-
dichten auftreten, da mit einer Erh¨
ohung der Stromdichte die Ladungstr¨
agerkonzentration
in der aktiven Zone zunimmt und die Fermienergie steigt. Bei einem bestimmten Strom
¨
ubersteigt die Fermienergie die Barriere und die aktive Zone ist vollst¨
andig mit Ladungs-
tr¨
agern gef¨
ullt. Eine weitere Erh¨
ohung des Stromes f¨
uhrt nun zu keiner h¨
oheren Ladungs-
tr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone und die optische Intensit¨
at ist somit ges¨
attigt.
Um dies zu vermeiden bzw. die Intensit¨
at der LEDs weiter zu steigern, ist der Einsatz von
mehreren Quantenfilmen (MQWs) n¨
otig [HSS+92].
Eine weitere M¨
oglichkeit Leckstr¨
ome zu verhindern, den Ladungstr¨
agereinschluss zu ver-
bessern und den Temperatureinfluss auf die Emissionsleistung zu verringern, ist der Einsatz
einer Elektronen- bzw. L¨
ochersperrschicht. Solche Schichten werden durch das Abscheiden
eines Halbleitermaterials mit gr¨
oßerer Bandl¨
ucke als die Barriere der aktiven Zone rea-
lisiert, was in Abb. 10 schematisch f¨
ur den Fall einer Elektronensperrschicht dargestellt
ist. Durch diese zus¨
atzliche Potentialbarriere im Leitungsband wird der Fluss der Elek-
tronen in das p-Gebiet und damit eine Rekombination der Ladungstr¨
ager außerhalb der
aktiven Zone reduziert bzw. verhindert. Dies erh¨
oht die strahlende Rekombination der
Elektronen und L¨
ocher in der aktiven Zone, was die Effizienz der LED deutlich erh¨
oht.
12englisch: quantum well
15
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
Abbildung 10: Schematische Darstellung
der Bandstruktur eines pn-¨
Ubergangs (Ein-
fachquantenfilm) mit Elektronensperrschicht
(ohne Maßstab). In rot und blau sind die
L¨
ocher- bzw. Elektronenstr¨
ome eingezeichnet.
Dabei ist zu beachten, dass die Elektronensperrschicht so hergestellt wird (z.B. durch eine
ausreichende p-Dotierung), dass f¨
ur die L¨
ocher keine oder nur eine sehr gering Potential-
barriere im Valenzband entsteht. Bei den III-V-Halbleitern ist meist nur eine Elektronen-
sperrschicht n¨
otig, da aufgrund der wesentlich gr¨
oßeren Diffusionskonstante der Elektronen
[AKN+11; SSG+05] der Elektronenleckstrom sehr viel gr¨
oßer ist als der der L¨
ocher.
2.4 Quantum Confined Stark Effekt
In Bauelementen des Gruppe III-Nitrid-Systems, mit seiner hexagonalen Kristallstruk-
tur und ausgezeichneter Achse in c-Richtung13, treten teils große Polarisationsfelder auf
[AMM+02; FBS+99]. Diese Felder k¨
onnen zu einer Bandverbiegung und somit zu einer
Verschiebung der Emissionswellenl¨
ange und zur Reduzierung der Emissionsleistung f¨
uhren
[CAM+98]. Dabei sind zwei verschiedene Ursachen zu ber¨
ucksichtigen. Eine Ursache ist die
spontane Polarisation, die aus der Polarit¨
at der Bindungen (unterschiedliche Elektronega-
tivit¨
at) zwischen den III-V-Elementen und der Abweichung dieser Bindungen vom idealen
Tetraederwinkel (ungleiche Bindungsl¨
angen) von 109,5 ◦resultiert [AMM+02; FBS+99].
Diese Abweichung kommt durch die Minimierung der Gesamtenergie des Kristallgitters
zustande. Des weiteren besitzen GaN, InN und AlN stark unterschiedliche Gitterkonstan-
ten in a- und c-Richtung, wodurch sich die spontane Polarisation von Schicht zu Schicht
¨
andert [AMM+02; FBS+99]. Somit kann sie sich, ¨
uber den gesamten Kristall gesehen, nicht
herausmitteln. Die spontane Polarisation wurde von Bernardini et al. [BFV01] berechnet.
Die Werte f¨
ur GaN, InN und AlN lauten -0,034 C/m2, -0,042 C/m2und -0,09 C/m2.
Eine andere Ursache f¨
ur die großen Polarisationsfelder sind die Verspannungen zwischen
den in (0001)-Richtung gewachsenen Schichten bzw. den Schichten und dem Substrat, wel-
che durch unterschiedliche thermische Ausdehnungskoeffizienten und die Gitterfehlanpas-
sung entstehen [Smi86; SM88; BGS93; AMM+02; FBS+99]. Dies wird als piezoelektrische
13(0001)-Richtung
16
2.4 Quantum Confined Stark Effekt
(a) ohne piezoelektrisches Feld
.........
(b) mit piezoelektrischem Feld
Abbildung 11: Schematische Darstellung des Leitungs- und Valenzbandes eines Quanten-
films mit und ohne piezoelektrischem Feld. In blau bzw. rot sind schematisch jeweils das
Grundenergienieveau und die Wellenfunktionen der Elektronen bzw. L¨
ocher eingezeichnet.
Polarisation bezeichent. Sie berechnet sich nach:
~
Ppe =e·~, (4)
wobei e die piezoelektrische Konstante und ~ der Verspannungstensor der Kristallstruktur
ist [Som04].
Die starke ¨
Anderung des Polarisationsfeldes (Gesamtfeld aus spontaner und piezoelektri-
scher Polarisation) am ¨
Ubegang der einzelnen Schichten in der LED f¨
uhrt zur Entstehung
einer effektiven Grenzfl¨
achenladung, welche eine Verschiebung des Potentialverlaufes von
Leitungs- und Valenzband bewirkt. Dies ist schematisch in Abb. 11 dargestellt. Dort sind
das Leitungs- und Valenzband eines Quantenfilms sowie das Grundenergienieveau und die
Wellenfunktion f¨
ur Elektronen (blau) bzw. L¨
ocher (rot) ohne und mit piezoelektrischem
Feld gezeigt. Aufgrund des starken piezoelektrischen Feldes sind Leitungs- und Valenzband
verkippt, was auch als ”Quantum Confined Stark Effekt“ bezeichnet wird. Dadurch wird
zum einen der Bandabstand zwischen den Energieniveaus im Valenz- und Leitungsband
verringert (siehe Abb. 11), was zu einer Rotverschiebung der Emissionswellenl¨
ange f¨
uhrt.
Zum anderen tritt eine entgegengesetzte Verschiebung der Wellenfunktion von Elektronen
(blau) und L¨
ochern (rot) auf. Dadurch verringert sich ihre r¨
aumliche ¨
Uberlappung, was zu
einer geringeren strahlenden Rekombinationsrate der Ladungstr¨
ager f¨
uhrt [IKO+98].
Durch eine Erh¨
ohung der Ladungstr¨
agerdichte in den Quantenfilmen kann es zu einer Ab-
schirmung der Polarisationsfelder kommen, was zu einer Reduzierung des Quantum Confi-
ned Stark Effekts f¨
uhrt [DCL+99]. Dies macht sich besonders in einer Blauverschiebung der
17
2 Grundlagen AlGaN-basierter ultravioletter LEDs
Emissionswellenl¨
ange bemerkbar [TSK+97]. Zudem ist es durch eine geeignete Wahl der
Quantenfilmbarrieren m¨
oglich, die Verspannung und damit die Polarisationsfelder in den
LEDs zu verringern [KWK+08; KKW+09]. Damit kann die Verschiebung der Emissions-
wellenl¨
ange reduziert werden und der Wellenfunktionen¨
uberlapp und damit die Effizienz
der LED gesteigert werden.
18
3 Physikalische Grundlagen des Simulationsmodells
Zur Modellierung der LED-Heterostruktur in dieser Arbeit wurde die kommerzielle Soft-
ware ”SiLENSe“ der Firma ”Semiconductor Technology Research“ [STRa] benutzt. Sie ba-
siert auf einem ein-dimensionalen Drift-Diffusions-Modell, in dem die Poisson- und Trans-
portgleichungen selbstkonsistent gel¨
ost werden. Aus ihnen ist es z.B. m¨
oglich, das Potenti-
al oder die Elektronen- und L¨
ocherstr¨
ome zu brechnen. Im optischen Modul der Software
werden durch L¨
osung der Schr¨
odingergleichung f¨
ur Elektronen und L¨
ocher die Ladungs-
tr¨
agerzust¨
ande, die Elektronen- und L¨
ocherwellenfunktionen und das Emissionsspektrum
berechnet. Einen ¨
Uberblick ¨
uber die in den Simulationen verwendeten Materialparameter
f¨
ur AlN, InN und GaN ist im Anhang in Tabelle 3 und 4 gegeben. F¨
ur die Ermittelung
der Materialparameter der tern¨
aren Verbindungen wird bei den Werten, bei denen kein
Bowingparameter angegeben ist, eine linerare Interpolation zwischen den entsprechenden
Werten der bin¨
aren Verbindungen durchgef¨
uhrt.
Im folgendem Kapitel soll, f¨
ur ein besseres Verst¨
andnis der Arbeit, ein kurzer ¨
Uberblick
der verwendeten physikalischen Modelle gegeben werden. Eine ausf¨
uhrlichere Beschreibung
der Gleichungen aus den nun folgenden Unterkapiteln ist in der physikalischen Zusammen-
fassung der ”SiLENSe“ Software zu finden [STRa].
3.1 Drift-Diffusions-Modell
Das Drift-Diffusions-Modell ist ein weit verbreitetes Modell bei der Simulation des La-
dungstr¨
agertransportes in Halbleiterbauelementen. Es wurde bereits 1950 von van Roos-
broeck vorgeschlagen [vR50]. Aufgebaut ist das ein-dimensionale Drift-Diffusions-Modell
aus folgenden Gleichungen:
•der Poissongleichung:
d2ϕ
dx2=−ρ
(5)
mit der Raumladung ρ, welche durch freie Ladungstr¨
ager und den ortsfesten gela-
denen St¨
orstellen (Dotanden) hervorgerufen wird:
ρ=q(p−n+N+
D−N−
A) (6)
•der Kontinuit¨
atsgleichung f¨
ur Elektronen (Gl. 7) und L¨
ocher (Gl. 8):
∂n
∂t =1
q∇ · Jn−Rnet (7)
∂p
∂t =−1
q∇ · Jp−Rnet (8)
19
3 Physikalische Grundlagen des Simulationsmodells
•sowie der Stromgleichung f¨
ur Elektronen (Gl. 9) und L¨
ocher (Gl. 10):
Jn=−qnµn∇Fn(9)
Jp=−q(pHHµHH +pLH µLH +pCHµCH)∇Fp,(10)
wobei der Driftanteil, welcher aus dem elektrisch Feld zu erwarten ist, durch den
entsprechenden Diffusionsanteil kompensiert wird [Ahl01].
Dabei ist q die Ladung der Ladungstr¨
ager, die Permittivit¨
at, ϕdas elektrische Potential, n
die Elektronenkonzentration, p die L¨
ocherkonzentration, N+
Ddie Konzentration an ionisier-
ten Donatoren, N−
Adie Konzentration an ionisierten Akzeptoren, Jνdie Elektronen- bzw.
L¨
ocherstromdichte, Rnet die Netto-Rekombinations- bzw. Generationsrate, Fνdas Quasi-
fermipotential f¨
ur Elektronen bzw. L¨
ocher und µνdie Beweglichkeit der Elektronen (e), der
schweren L¨
ocher (HH), leichten L¨
ocher (LH) und Kristallfeldaufspaltungsl¨
ocher (CH). Mit
den Differentialgleichungen 5 bis 10 ist es nun m¨
oglich, unbekannte Gr¨
oßen wie z.B. das
Potential oder die Elektronen- bzw. L¨
ocherkonzentration in den entsprechenden Schichten
zu berechnen.
3.2 Berechnung der Ladungstr¨
agerdichten
Im Halbleiter unterliegen die Elektronen und L¨
ocher der Fermi-Dirac-Statistik. Die La-
dungstr¨
agerkonzentration h¨
angt dabei vom elektrische Potential ϕ, dem Elektronen- und
L¨
ocher-Quasifermilevel (Fν) und der Leitungs- (EC) und Valenzbandkante (EV) ab. Die
Elektronen- (Gl. 11) und L¨
ocherkonzentration (Gl. 12) ergibt sich somit aus:
n=NC·F1/2Fn−EC+qϕ
kT (11)
p=NV·F1/2EV−Fp−qϕ
kT (12)
mit
Nν= 2 mav
νkT
2π~23/2
.(13)
Dabei ist F1/2das Fermiintegral, q die Ladung der entsprechenden Ladungstr¨
ager, k die
Bolzmannkonstante, T die Temperatur, Nνdie effektive Zustandsdichte im Leitungs- bzw.
Valenzband und mav
νeine mittlere Elektronen- bzw. L¨
ochermasse. Diese ist n¨
otig, da sich
die effektiven Massen im Halbleiter entlang der a- und c-Achse unterscheiden. Auf die
Berechnung dieser Werte soll an dieser Stelle jedoch nicht weiter eingegangen werden.
Die Konzentration von ionisierten Donatoren (N+
D) und ionisierten Akzeptoren (N−
A) ergibt
sich aus:
N+
D=ND
1 + gDexp Fn−EC+ED+qϕ
kT (14)
20
3.3 Strahlende und nichtstrahlende Rekombinationsprozesse
N−
A=NA
1 + gAexp EV+EA−Fp+qϕ
kT .(15)
NDund NAstellen dabei die Dotierungskonzention der Donatoren bzw. Akzeptoren mit den
entsprechenden Aktivierungsenergien EDund EAda. gDund gAist der Entartungsfaktor,
welcher die Anzahl der m¨
oglichen Permutationen der Elektronen zwischen den energeti-
schen Zust¨
anden angibt, die zu einer gleichen Gesamtenergie des Systems f¨
uhren [Kre07].
Er wird in den Simulationen f¨
ur die Donatoren als 2 und f¨
ur die Akzetoren als 4 angenom-
men.
3.3 Strahlende und nichtstrahlende Rekombinationsprozesse
Die Simulationssoftware ”SiLENSe“ ber¨
ucksicht sowohl strahlende als auch nichtstahlende
Rekombinationsmechanismen. Im folgendem Abschnitt sollen hierzu kurz die wichtigsten
Gleichungen vorgestellt werden. Die gesamte Rekombinationsrate R setzt sich dabei wie
folgt zusammen:
R=Rrad +Rdis +Rdef +RAuger,(16)
wobei Rrad die strahlende Rekombinationsrate, Rdis und Rdef die nichtstahlende Rekom-
binationsrate an Stufenversetzungen bzw. Punktdefekten und RAuger die nichtstrahlende
Augerrekombinationsrate ist.
Die strahlende Rekombinationsrate berechent sich dabei aus der temperaturabh¨
angigen
Rekombinationskonstante (proportional zu T−3/2), der Elektronen- (n) und L¨
ocherkonzen-
tration (p), dem Quasiferminiveau Fνf¨
ur Elektronen und L¨
ocher, der Bolzmannkonstante
k und der Temperatur (T):
Rrad =Bnp 1−exp −Fn−Fp
kT .(17)
Die nichtstahlende Rekombinationsrate an Stufenversetzungen wird nach der Shockley-
Read-N¨
aherung [SR52] berechnet (Gl. 18). Sie ist abh¨
angig von der Elektronen- (n) und
L¨
ocherkonzentration (p), dem Quasiferminiveau Fνf¨
ur Elektronen und L¨
ocher, der Bolz-
mannkonstante k, der Temperatur T und der nichtstrahlenden Lebensdauer der Elektronen
(τdis
n) und L¨
ocher (τdis
p), welche sich nach Gleichung 19 [KM02] berechnen l¨
asst.
Rdis =np
τdis
pn+τdis
np1−exp −Fn−Fp
kT (18)
τdis
ν=1
4πDνNdln 1
πa2Nd
−3
2+2Dν
aVνS.(19)
21
3 Physikalische Grundlagen des Simulationsmodells
Dabei ist Dνder Diffusionskoeffizient, Vνdie thermische Geschwindigkeit der Elektronen
und L¨
ocher, a die Gitterkonstante (Radius f¨
ur Versetzung), Nddie Versetzungsdichte und
S der Anteil des elektrisch aktiven Bereichs an der Oberfl¨
ache der Stufenversetzung.
Die nichtstahlende Rekombination an Punktdefekten l¨
asst sich ebenfalls nach Gleichung
18 berechen. Hierf¨
ur muss lediglich die nichtstrahlende Lebensdauer der Ladungstr¨
ager be-
zogen auf die Punktdefekte vom Nutzer der Software festgelegt werden. Eine Absch¨
atzung
der nichtstrahlenden Lebensdauer ist dabei z.B. durch zeitaufgel¨
oste Photolumineszenz-
messungen bei unterschiedlichen Temperaturen (Tief- und Raumtemperatur) m¨
oglich.
Eine Korrelation zwischen der nichtstrahlender Lebensdauer der Ladungstr¨
ager und der
Defektdichte f¨
ur eine 320 nm LED ist in Abb. 12 dargestellt. Die Berechnung erfolgte nach
dem Modell von Karpov et al. [KM02], welches annimmt, dass die Defekte eine Art Ak-
zeptorzust¨
ande bilden, in denen Elektronen eingefangen werden. Somit bildet sich um die
Defekte eine Raumladungszone aus. Durch das elektrische Feld der Raumladungszone wer-
den nun L¨
ocher angezogen, die mit den eingefangenen Elektronen rekombinieren k¨
onnen.
Die Distanz zwischen den Defekten wird dabei durch die Diffunsionsl¨
ange der L¨
ocher und
damit der nichstrahlenden Rekombinationsrate bzw. der nichtstrahlenden Lebensdauer der
Ladungstr¨
ager bestimmt.
Die Auger-Rekombination, welche ebenfalls zu den nichtstrahlenden Rekombinationspro-
zessen zu z¨
ahlen ist, l¨
asst sich nach folgender Gleichung berechnen:
RAuger = (Cnn+Cpp)np 1−exp −Fn−Fp
kT ,(20)
wobei Cnund Cpdie Auger-Rekombinationskoeffizienten sind. Sie ist besonders bei ho-
hen Ladungstr¨
agerdichten dominant, da sie nach Gleichung 20 zum Kubik der Ladungs-
tr¨
agerkonzentration eingeht. Bei den in dieser Arbeit untersuchten UV-LEDs kann die-
ser nichtstrahlende Rekombinationsmechanismus jedoch nahezu vernachl¨
assigt werden, da
die UV-LEDs nur bei kleinen Str¨
omen betrieben wurden und in Simulationen (in die-
ser Arbeit nicht n¨
aher dargestellt) f¨
ur diese Str¨
ome nur ein sehr geringer Einfluss der
Abbildung 12: Simulierte nichtstrahlende
Lebensdauer der Ladungstr¨
ager als Funktion
der Defektdichte f¨
ur eine 320 nm LED. Die Si-
mulation erfolgte nach einem Modell von Kar-
pov et al. [KM02].
22
3.4 Berechnung der Energieniveaus, Wellenfunktionen und Emissionsspektren
Auger-Rekombination auf die interne Quanteneffizienz der LEDs beobachtet werden konn-
te (¨
Anderung ≤2 % bei einem Vergleich ohne und mit Auger-Rekombination, wobei ein
Augerkoeffizient von C = 3,5·10−31 cm−6s−1angenommen wurde).
3.4 Berechnung der Energieniveaus, Wellenfunktionen und
Emissionsspektren
Mit dem optischen Modul von SiLENSe ist es m¨
oglich, die jeweiligen Energieniveaus der La-
dungstr¨
ager und deren Wellenfunktionen sowie das Emissionspektrum und die strahlende
Rekombinationsrate f¨
ur jedes Paar der Elektronen- und L¨
ocherniveaus zu berechnen. Dazu
wird die ein-dimensionale Schr¨
odingergleichung f¨
ur die Elektronen und L¨
ocher gel¨
ost, wobei
die Energie des Potentials im Quantenfilm aus der selbstkonsistenten L¨
osung der Poisson-
und Drift-Diffusions-Transportgleichung berechnet wird. Die komplexe Valenzbandstruk-
tur der LEDs, mit den einzelnen B¨
andern f¨
ur leichte L¨
ocher, schwere L¨
ocher und Kristall-
feldaufspaltungsl¨
ocher, wird dabei durch Verwendung des 8×8 Kane-Hamilton-Operators
[CC96] ber¨
ucksichtigt.
Zur Berechnung des Emissionsspektrums und damit der spontanen Emission werden nur die
vertikalen Band-zu-Band-¨
Uberg¨
ange zwischen den einzelnen Elektronen- und L¨
ocherniveaus
ber¨
ucksichtigt. Andere wichtige strahlende Rekombinationsmechanismen, wie die Rekom-
bination der Ladungstr¨
ager außerhalb der definierten aktiven Zone oder der Einfang von
Ladungstr¨
agern an Donatoren und Akzeptoren, werden in der Simulation vernachl¨
assigt.
Um die in den Experimenten z.B. durch Konzentrationsfluktuationen im Halbleiter oder
durch Temperatureinfl¨
usse verursachte spektrale Verbreiterung Iverbr in der Simulation zu
ber¨
ucksichtigen, wird die berechnete Emissionsintensit¨
at I mit einer Verbreiterungsfunktion
L (siehe Gl. 22) gefaltet:
Iverbr(ω) = Z∞
0
I(ω0)L(ω−ω0)dω0(21)
L(x) = 1
2γexp(−γ|x|).(22)
Dabei ist ωdie Frequenz und γder Verbreiterungsfaktor, welcher vom Benutzer der Soft-
ware auf die entsprechende LED-Struktur angepasst werden kann. Geht er gegen Null, so
n¨
ahert sich die Verbreiterungsfunktion einer Dirac-Delta-Funktion.
3.5 Grenzen der Simulationssoftware
Wie bei jeder Simulation eines realen Bauelements gibt es Grenzen im Simulationsmodell,
welche zu Abweichungen zwischen den simulierten und realen Ergebnissen f¨
uhren k¨
onnen.
Diese Abweichungen kommen durch unvermeidbare Vereinfachungen und Annahmen in der
23
3 Physikalische Grundlagen des Simulationsmodells
Simulationssoftware zustande. In diesem Unterkapitel sollen daher einige dieser Grenzen der
in dieser Arbeit verwendeten ”SiLENSe“ Simulationssoftware [STRa] aufgezeigt werden.
Ein großes Problem bei der Simulation von Bauelementen aus dem Gruppe-III-Nitrid-Sys-
tem ist die Unsicherheit bei den Werten der verwendeten Materialparameter. Bei ihnen
ist eine sehr starke Streuung in der Literatur zu finden, was sich zum Teil erheblich auf
die Simulationsergebnisse auswirken kann. So sind z.B. f¨
ur die Ionisierungsenergie der Ma-
gnesiumakzeptoren im AlN Werte von 510 meV [NNL+03] oder 1000 meV [IKO+07] zu
finden.
Zudem m¨
ussen wichtige Materialparameter wie die Beweglichkeit und die nichtstrahlen-
de Lebensdauer der Ladungstr¨
ager f¨
ur jede einzelne Schicht der LED manuell definiert
werden. Dabei sind jedoch meistens die genauen Eigenschaften der jeweiligen teils sehr
d¨
unnen Schichten der LED nicht bekannt, so dass durch deren Absch¨
atzungen ebenfalls
eine Abweichung zwischen den Simulations- und Messergebnissen zustande kommen kann.
Bei der Dotierung der einzelnen Schichten im Bauelement erfolgt die Festlegung der Dotier-
stoffkonzentration durch den Benutzer. F¨
ur (In)(Al)GaN berechnet die Software in diesem
Fall die Ionisierungsenergie der Akzeptoren oder Donatoren durch eine linerare Anpas-
sung zwischen den in den Materialparametern festgelegten bin¨
aren Werten. Messungen
von z.B. Nam und Imura et al. [NNL+03; IKO+07] haben jedoch f¨
ur die Dotierung von
AlGaN mit Magnesium gezeigt, dass kein linearer Verlauf ¨
uber den kompletten Zusam-
mensetzungsbereich vorliegt. Außerdem ist es schwer, weitere wichtige Effekte, wie einen
versp¨
ateten Einbau des Magnesiums [GKW+11] beim Wachstum der LED sowie eine Dif-
fusion von Magnesium [GKW+11], in der Software zu ber¨
ucksichtigen, was speziell bei der
Optimierung der Elektronensperrschicht eine wichtige Rolle spielt. Zu beachten ist auch
die Selbstkompensation, welche speziell bei Schichten mit hoher p-Dotierung eine wichti-
ge Rolle spielt und bei der Nutzung der Simulationssoftware keine Ber¨
ucksichtigung fand.
Durch diese Selbstkompensationseffekte nimmt die L¨
ocherkonzentration ab einer bestimm-
ten Magnesiumdotierung in den GaN-basierten Schichten wieder stark ab [Kus11] (siehe
auch Kapitel 5.2.2), was zu einem Einbruch der internen Quanteneffizienz der LED f¨
uhrt.
Ein weiterer wichtiger Effekt f¨
ur den Landungstr¨
agertransport in den LEDs ist das ther-
misch assistierte Tunneln von Ladungstr¨
agern. Dieser kann bei der Simulationssoftware
ber¨
ucksichtig werden und sollte speziell bei der Verwendung von sehr d¨
unnen Schichten
verwendet werden. Jedoch m¨
ussen auch f¨
ur diesen Effekt vom Nutzer Korrekturwerte ein-
gegeben werden, welche den Einfluss (die Intensit¨
at) dieser Erscheinung auf den Ladungs-
tr¨
agertransport in den Simulationen ver¨
andern.
Bei der Berechnung des Emissionsspektrums und damit der spontanen Emission werden
in den Simulationen nur die vertikalen Band-zu-Band-¨
Uberg¨
ange zwischen den einzelnen
Elektronen- und L¨
ocherniveaus ber¨
ucksichtigt. Andere wichtige strahlende Rekombinati-
onsmechanismen, wie die Rekombination der Ladungstr¨
ager außerhalb der vom Benutzer
definierten aktiven Zone oder der Einfang von Ladungstr¨
agern an Donatoren und Ak-
zeptoren werden in der Simulation vernachl¨
assigt. So ist es z.B. f¨
ur die Simulation von
Nebenlumineszenz aus dem ¨
Ubergitter der LED n¨
otig, dieses in der Simulationssoftware
24
3.5 Grenzen der Simulationssoftware
als aktive Zone zu markieren.
Somit kann zusammengefasst werden, dass eine Simulation immer nur eine N¨
aherung an
die realen Ergebnisse sein kann. Die Simulationen k¨
onnen aber gut genutzt werden, um
bestimmte Effekte, z.B. beim Ladungstr¨
agertransport in der LED, vergleichend mit dem
Experiment zu untersuchen und zu verstehen. Dabei ist allerdings immer eine gewisse
Erfahrung im Einklang mit Vergleichen zu experimentellen Ergebnissen n¨
otig, um mittels
Simulationen gute Ergebnisse erzielen zu k¨
onnen.
25
3 Physikalische Grundlagen des Simulationsmodells
26
4 Herstellung, Aufbau und Charakterisierung von
UV-LEDs
In diesem Kapitel soll kurz auf die Herstellung, den Aufbau, die Prozessierung und die Cha-
rakterisierung der UV-LEDs eingegangen werden. Im Vordergrund soll dabei der Aufbau
und die Charakterisierung der Bauelemente stehen, da die Herstellung und Prozessierung
nicht Gegenstand dieser Arbeit war.
4.1 Metallorganische Gasphasenepitaxie
Zur Abscheidung von Schicht- und niederdimensionalen Halbleiterstrukturen eignen sich
Verfahren wie die Molekularstahlepitaxie (MBE) und die metallorganische Gasphasenepi-
taxie (MOVPE). Die in dieser Arbeit untersuchten LEDs wurden mit Hilfe der MOVPE
auf (0001)-Saphirsubstraten abgeschieden.
Das Grundprinzip der MOVPE beruht auf einer chemischen Reaktion der Ausgangsstoffe
in der Gasphase und an der Oberfl¨
ache des beheizten Substrates oder Halbleiters. Aus-
gangsstoffe f¨
ur die Gruppe-III-Elemente sind metallorganische Verbindungen wie Trime-
thylgallium, Trimethylindium (TMIn) und Trimethylaluminium, die in einem fl¨
ussigen bzw.
f¨
ur TMIn festen Aggregatzustand in sogenanten Bubblern vorliegen. Durch ein Tr¨
agergas
(Wasserstoff oder Stickstoff), welches ¨
uber Massenflussregler in die Bubbler str¨
omt, wer-
den diese gel¨
ost und in den Reaktor transportiert. Das Gruppe-V-Element Stickstoff wird
in Form von Ammoniak in den Reaktor geleitet. Dort k¨
onnen die verschiedenen Aus-
gangsstoffe nach thermischer Dissoziation miteinander reagieren, was ein Abscheiden der
Schichtstrukturen zur Folge hat. Als Ausgangsstoffe f¨
ur die n- bzw. p-Dotierung werden
Silan oder Disilan bzw. Bicyclopentadienylmagnesium benutzt.
Ausf¨
uhrliche Informationen zum Aufbau und der Funktionsweise einer MOVPE-Anlage
befinden sich z.B. in Ref. [HRS04].
4.2 Aufbau der LED-Heterostruktur
Die in dieser Arbeit untersuchten LEDs wurden in vier verschiedenen MOVPE-Anlagen ge-
wachsen. Dabei wurde f¨
ur einen erhebliche Teil der LED-Strukturen die an der TU-Berlin
benutzte ”Thomas Swan CCS“ Anlage sowie die am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-
Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik befindlichen Aixtron ”Aix200HT“ und ”Aix2400G3HT“
Anlagen eingesetzt. Teilweise wurden auch LEDs vom Palo Alto Research Center verwen-
det, um den zu untersuchenden Emissionswellenl¨
angenbereich zu erweitern. Der schemati-
sche Aufbau dieser LED-Strukturen ist in Abb. 13 im Querschnitt dargestellt14.
14In diesem Abschnitt ist der Aufbau der LEDs ganz allgemeinen beschrieben. Ein detaillierter ¨
Uberblick
¨
uber die durchgef¨
uhrten Variationen der LED-Heterostruktur wird in den jeweiligen Kapiteln gegeben.
27
4 Herstellung, Aufbau und Charakterisierung von UV-LEDs
Abbildung 13: Sche-
matische Darstellung
der LED-Grundstruktur
im Querschnitt f¨
ur eine
Emissionswellenl¨
ange von
320 nm (ohne Maßstab).
Die LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange im Bereich von 320 nm, welche in dieser Arbeit
haupts¨
achlich untersucht wurden, wurden auf 2 Zoll (0001)-Saphirsubstraten abgeschieden.
Diese sind im fernen UV-Spektralbereich transparent und zudem in großen Mengen und
in hoher Qualit¨
at erh¨
altlich. Problematisch beim Wachstum auf Saphirsubstraten ist aller-
dings der relativ große Unterschied zwischen den Gitterkonstanten und den thermischen
Ausdehnungskoeffizienten von AlN, GaN, deren tern¨
aren Verbindungen und dem Saphir
(siehe Kapitel 2.1, Tabelle 1). Dadurch entsteht eine große Gitterfehlanpassung zwischen
dem Substrat und den jeweils abgeschiedenen Halbleiterschichten. Zudem sind aufgrund der
hohen Wachstumstemperaturen der AlN- und AlGaN-Schichten diese nach dem Abk¨
uhlen
(durch die unterschiedlichen Ausdehnungkoeffizienten) stark verspannt. Wenn die Elasti-
zit¨
at der Schicht nicht mehr groß genug gegen¨
uber der Verspannungsenergie ist, kann dies
zur Folge haben, dass die Verspannungsenergie durch plastische Relaxation abgebaut wird
und somit Versetzungen und Risse entstehen.
Auf dem Saphirsubstrat befindet sich eine 500 nm dicke undotierte AlN-Pufferschicht. In
ihr wachsen die einzelnen Nukleationskeime zusammen und es werden gr¨
oßere zusam-
menh¨
angende Kristalle mit ¨
ahnlichen Eigenschaften wie z.B. Orientierung und Kristall-
struktur ausgebildet [HIA+91]. Auf diese Schicht wurde nun eine 300 nm dicke undotier-
te Al0,30Ga0,70N-Schicht abgeschieden, bevor mit der n-Dotierung begonnen wurde. Als
n-Kontaktschicht dient eine ca. 1,2 µm dicke AlGaN-Schicht mit einem Aluminiumanteil
von 30 %. Die Siliziumkonzentration dieser Schicht liegt dabei im Bereich von 2·1018 cm−3.
Idealerweise sollte diese Schicht deutlich dicker sein, da durch das isolierende Saphirsubstrat
und der damit verbunden Prozessierung von der Oberseite der LED ein lateraler Stromfluss
in der n-dotierten Kontaktschicht n¨
otig ist. Eine zu geringe Schichtdicke hat damit eine
geringere n-Leitf¨
ahigkeit der LEDs zur Folge, was zu einem erh¨
ohten Serienwiderstand und
damit zur einer st¨
arkere Selbsterw¨
armung der LED f¨
uhren kann. Ein Wachstum dickerer
Schichten war allerdings oft nicht m¨
oglich, da die Schichten zu reißen begannen und somit
die Oberfl¨
ache der LED zerst¨
ort wurde. Aus diesem Grund wurden in die n-dotierte Sei-
te der LED teilweise ein oder mehrere ¨
Ubergitter eingebaut, um die Verspannungen der
einzelnen Schichten abzubauen. Damit war es nun m¨
oglich, sehr dicke (≥5µm) n-dotierte
28
4.3 Prozessierung der LEDs
Schichten herzustellen. Trotzdem liegt die Defektdichte der in dieser Arbeit haupts¨
achlich
untersuchten UVB-LEDs noch einige Gr¨
oßenordnungen ¨
uber der Defektdichte von anderen
typischen Materialsystemen, wie z.B. GaAs. Sie ist zudem auch deutlich gr¨
oßer als bei den
nahen UV-LEDs auf GaN-basierten Templates sowie den sichtbaren LEDs.
An die n-Kontaktschicht schließt sich der aktive Bereich an, der typischerweise aus drei
InAlGaN-Mehrfachquantenfilmen besteht. Dabei liegt der Indiumgehalt f¨
ur diese Bauele-
mente bei etwa 2 % und der Aluminiumanteil bei ca. 20 %. Als Barrierenmaterial wurde
ebenfalls die quatern¨
are Verbindung InAlGaN benutzt, deren Dicke 8 nm betr¨
agt. Ihr Alu-
miniumanteil liegt bei 30 % und die mittleren 1,5 nm sind mit Silizium n-dotiert.
Um die Ladungstr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone zu erh¨
ohen, bzw. die Elektronen
in den Mehrfachquantenfilmen zu halten und eine Diffusion in den p-dotierten Bereich mit
anschließender Rekombination außerhalb der aktiven Zone zu verhindern, wird eine Elek-
tronensperrschicht benutzt. Sie besteht aus einer 20 nm dicken AlGaN-Schicht, welche mit
Magnesium dotiert ist und einen Aluminiumgehalt von typischerweise 35 % bis 50 % auf-
weist. Sie bildet eine Potentialbarriere f¨
ur die Elektronen, so dass ein Elektronenleckstrom
verhindert oder reduziert werden kann. Teilweise wird noch zus¨
atzlich eine 1 nm dicke, un-
dotierte AlGaN-Zwischenschicht zwischen der aktiven Zone und der Elektronensperrschicht
eingef¨
ugt, um die parasit¨
are Emission, welche durch eine Ladungstr¨
agerrekombination au-
ßerhalb der aktiven Zone entsteht, zu unterbinden. Ihr Aluminiumanteil liegt dabei zwi-
schen ca. 50 % und 95 %.
Als abschließende Schicht folgt die p-Kontaktschicht. Sie besteht aus einem ca. 40 nm bis
150 nm dicken mit Magnesium dotierten AlGaN/GaN- oder AlGaN/AlGaN-¨
Ubergitter,
gefolgt von einer p-dotierten GaN-Schicht. Die Dotierung (Magnesiumkonzentration) liegt
dabei im Bereich von 6·1019 cm−3und wird kurz vor der Metallisierung (die letzten 20 nm)
noch einmal deutlich angehoben, um den Metall-Halbleiterkontakt zu verbessern. Die Her-
ausforderung bei der p-Dotierung besteht darin, gen¨
ugend ionisierte Akzeptoren bei Raum-
temperatur zu erzeugen, da deren Aktivierungsenergie zwischen ca. 160 meV [KSO+00] f¨
ur
GaN und 510 meV f¨
ur AlN [NNL+03] liegt und damit sehr hoch ist. Ausf¨
uhrliche Informa-
tionen zur Dotierung sind erg¨
anzend auch in Kapitel 2.2 zu finden.
4.3 Prozessierung der LEDs
Im nun folgenden Abschnitt soll das Grundprinzip der Prozessierung von LED-Strukturen
dargestellt werden. Weiterf¨
uhrende Informationen zu den einzelnen Prozessschritten sind
ausf¨
uhrlich z.B. in Ref. [Thu05; Ebb03; Zel03] zu finden. Die beschriebene Vorgehensweise
ist eine M¨
oglichkeit, LEDs zu prozessieren. Gewisse Arbeitsschritte wurden im Laufe dieser
Arbeit zielstrebig weiterentwickelt, so dass es bei den unterschiedlichen Probenserien zu
gewissen Abweichungen (z.B. der Kontaktmetalle) bei der Prozessierung kommen kann.
Der erste Schritt nach dem Wachstumsprozess ist die Aktivierung der p-Dotierung. Sie
ist n¨
otig, um die beim Wachstum entstehenden Magnesium-Wasserstoffkomplexe aufzu-
brechen und somit den Widerstand der p-Schicht um einige Gr¨
oßenordungen zu senken.
29
4 Herstellung, Aufbau und Charakterisierung von UV-LEDs
Abbildung 14: Prozessierung der p-Kontakte einer LED (ohne Maßstab).
30
4.3 Prozessierung der LEDs
Die Aktivierung erfolgt thermisch (815 ◦C bis 830 ◦C) in Stickstoffatmosph¨
are f¨
ur 5 bis 10
Minuten.
Nach der Aktivierung wird die Metallisierung des p-Kontaktes vorgenommen. Dazu wird
auf den Wafer z.B. Nickel/Gold (20 nm/20 nm) f¨
ur die nahen UV-LEDs bzw. 30 nm Pal-
ladium f¨
ur die 320 nm LEDs aufgedampft (siehe Abb. 14a, dargestellt ist das Aufdampfen
von Nickel). Nach dem Aufdampfen erfolgt eine Formierung der Nickel/Gold-Kontakte f¨
ur
10 Minuten bei 550 ◦C in 20 % Sauerstoff- und 80 % Stickstoffatmosph¨
are15, damit aus
den Ni/Gold-Kontakten Nickeloxid/Gold-Kontakte entstehen. Dadurch kann ein besseres
ohmsches Verhalten der Kontakte erreicht werden [JKL03]. Um die einzelnen p-Kontakte
zu strukturieren, wird ein Photolack aufgetragen (Abb. 14b), welcher ¨
uber eine Maske mit
UV-Strahlung belichtet wird (Abb. 14c). Die Maske ist dabei so gestaltet, dass verschiedene
p-Kontaktgr¨
oßen und -geometrien entstehen. Die unterschiedlichen Motive sind in Abb. 15a
dargestellt. F¨
ur die Charakterisierung in dieser Arbeit wurde haupts¨
achlich der quadra-
tische Standardkontakt mit einer Kantenl¨
ange von 100 µm benutzt, welcher vergr¨
oßert in
Abb. 15b dargstellt ist. Als n¨
achstes wird der Photolack entwickelt und die nicht belich-
teten Bereiche werden mit einem L¨
osungsmittel entfernt (Abb. 14d). Anschließend wird
die Probe mit Argonionen gesputtert (Abb. 14e). Dabei wird das freigelegte Metall bis in
die p-dotierte GaN-Schicht entfernt. Die sp¨
ateren p-Kontakte werden durch den Photolack
gesch¨
utzt. Nach dem ¨
Atzen werden die Reste des Photolacks entfernt (Abb. 14f).
Der n¨
achste Schritt besteht in der Definition der Mesa. Dabei wird die LED bis zur n-dotier-
ten Kontaktschicht herunterge¨
atzt. Dazu wird ein Photolacksystem aufgetragen, welches
den p-Kontakt sch¨
utzt. Durch Belichten ¨
uber eine Maske werden die Bereiche definiert,
welche herunterge¨
atzt werden sollen. Nach dem Entwickeln werden diese Bereiche vom
(a) Kontaktgeometrien (b) 100 µm x 100 µm p-Kontakt
Abbildung 15: (a) Mikroskopieaufnahme der zehn verschiedenen zur Verf¨
ugung stehenden
Kontaktgeometrien. (b) F¨
ur die Elektrolumineszenzmessungen standardm¨
aßig verwendeter
quadratischer Kontakt mit einer Kantenl¨
ange von 100 µm.
15F¨
ur die Palladiumkontakte sind es 530 ◦C f¨
ur 5 Minuten.
31
4 Herstellung, Aufbau und Charakterisierung von UV-LEDs
Photolack freigelegt und die Struktur wird bis zur n-Kontaktschicht mit einem chlorbasier-
ten Plasma¨
atzprozess herunterge¨
atzt. Nun wird der Rest des Photolacks entfernt und die
LED-Struktur ist bereit zum Aufdampfen des n-Kontaktmetalls.
Zur Metallisierung des n-Kontaktes wird abermals ein Photolack aufgebracht, der durch
eine Maske belichtet und entwickelt wird. Danach wird der Photolack an den Stellen, wo
der n-Metallkontakt aufgebracht werden soll, durch einen Lift-Off-Prozess entfernt. An-
schließend wird Titan/Aluminium/Molybd¨
an/Gold16 (10 nm/50 nm/20 nm/200 nm) auf-
gedampft. Durch ein Lift-Off-Prozess werden zum Schluss die restlichen Bereiche der LED-
Struktur vom ¨
ubersch¨
ussigen n-Kontaktmetall freigelegt, so dass n-Kontakte mit einer
Kantenl¨
ange von 500 µm entstehen. Teilweise erfolgte auch f¨
ur die n-Kontakte eine For-
mierung bei 800 ◦C f¨
ur 30 Sekunden.
4.4 Elektrolumineszenzspektroskopie
Als Hauptmethode zur Charakterisierung der Bauelemente wurden Elektrolumineszenz-
messungen benutzt. Als Lumineszenz wird die Emission von Licht beim ¨
Ubergang von
einem angeregten Zustand in einen energetisch niedrigeren Zustand bezeichnet. Bei der
Elektrolumineszenz erfolgt die Anregung durch das Anlegen einer Spannung und die da-
durch zustande kommende Injektion von Ladungstr¨
agern in den pn-¨
Ubergang. Dabei wer-
den Elektronen in das Leitungsband und L¨
ocher in das Valenzband injiziert. Nach einer
mittleren Lebensdauer rekombinieren die Elektronen aus dem Leitungsband strahlend oder
nicht strahlend mit den L¨
ochern aus dem Valenzband. Bei der strahlenden Rekombination
wird die dabei frei werdende Energie in Form von Photonen abgegeben. Bei der nichtstrah-
lender Rekombination wird die Energie z.B. als W¨
arme an den Kristall abgegeben.
Die schematische Darstellung des Elektrolumineszenzmessplatzes ist in Abb. 16 zu sehen.
Die prozessierten LEDs werden f¨
ur die Messungen mit zwei µ-Positionierern kontaktiert
und mit einer Agilent 6614C Gleichstromspannungsquelle in Durchlass- und Sperrrichtung
betrieben. Der Strom wird dabei in Duchlassrichtung mit einem Keithley 2000 Multimeter
bestimmt, f¨
ur Sperrrichtungsmessungen wird die Messung des Stromes mit einem Keithley
6487 Pikoamperemeter durchgef¨
uhrt. Der Messplatz ist dabei gegen elektromagnetische
Wellen abgeschirmt, so dass auch f¨
ur kleine Str¨
ome eine m¨
oglichst genaue Aufnahme der
Strom-Spannungskennlinie m¨
oglich ist. Somit kann aus diesen Kennlinien z.B. der Serien-
und Parallelwiderstand, die Schwellenspannung und der Idealit¨
atsfaktor bestimmt wer-
den. Die Emissionsleistung wird unterhalb der Probe durch das Saphirsubstrat mit einer
kalibrierten, großfl¨
achigen (100 mm2) Silizium-Photodiode und einem Keithley 2000 Am-
peremeter gemessen. Da das Saphirsubstrat bis in den fernen UV-Emissionswellenl¨
angenbe-
reich nahezu transparent ist, spielt die Absorption von Photonen, welche in Richtung Sub-
strat emittiert werden, bei den Messungen kaum eine Rolle. Photonen, die jedoch Richtung
Oberfl¨
ache der LED emittiert werden und dort wieder Richtung Substrat reflektiert wer-
den, erfahren hingegen teilweise eine Absorption, da in vielen LEDs die p-Kontaktschichten
16teilweise auch: Titan/Aluminum/Nickel/Gold/Titan/Platin (15 nm/150 nm/40 nm/12 nm/10 nm/45 nm)
32
4.4 Elektrolumineszenzspektroskopie
Abbildung 16: Schematische Darstel-
lung des Elektrolumineszenzmessplatzes.
Die Emissionsleistung bzw. das Emis-
sionsspektrum wird unterhalb der Pro-
be, durch das Saphirsubstrat hindurch,
mit einer kalibrierten Silizium-Photodi-
ode und einem Amperemeter bzw. einem
Spektrometer gemessen.
(manchmal auch nur eine einzelne Schicht) f¨
ur deren Emissionswellenl¨
ange nicht trans-
parent sind. Trotzdem k¨
onnen die Messungen innerhalb einer LED-Serie ohne weiteres
verglichen werden, da bei den verschiedenen Variationen der LED-Heterostruktur die p-
Kontaktschicht der LED konstant gehalten ist. Das Emissionsspektrum der LEDs wird mit
einem SellarNet EPP2000C Spektrometer aufgenommen. Dazu wird das Licht unterhalb
der Probe in ein Glasfaserkabel eingekoppelt (Position wird mit der Photodiode getauscht)
und zum Spektrometer geleitet.
Bei unprozessierten LED-Strukturen werden vor der Kontaktierung kleine Indiumst¨
ucke
auf die Oberfl¨
ache und die Seite der LED gedr¨
uckt, um die Schottkybarriere am Metall-
Halbleiter ¨
Ubergang zu verringern. Obwohl beide Kontakte die p-dotierte GaN-Schicht
ber¨
uhren, kann die Strom-Spannungskennlinie in Durchlassrichtung aufgenommen werden,
da der Schichtwiderstand der p-Seite um einige Gr¨
oßenordnungen h¨
oher ist als der Schicht-
widerstand der n-Seite. Somit erfolgt der Stromfluss ¨
uber den pn-¨
Ubergang. Die Kennlinie
in Sperrichtung kann allerdings nicht gemessen werden, da durch die Kontaktierung ein
Leckstrom in der p-Schicht fließt, der gr¨
oßer als der Sperrstrom ist. Ein weiteres Problem
beim Vermessen der unprozessierten LEDs ist, dass durch den stark variierenden Kon-
taktwiderstand ein Vergleich der Strom-Spannungskennlinien nur schwer m¨
oglich ist bzw.
dieser mit großen Fehlern behaftet ist.
Um eine Erw¨
armung des pn-¨
Ubergangs zu vermeiden und somit den Einfluss der Tempera-
tur auf die LED-Charakteristika zu reduzieren, werden gepulste Messungen durchgef¨
uhrt.
Dabei wird die Gleichstromspannungsquelle durch eine gepulste AVTEC AV-1010-B Span-
nungsquelle ersetzt. Der nun fließende Strom wird ¨
uber eine Strommesszange und einem
Textronix TDS 2024B Speicheroszilloskop bestimmt. Zur gepulsten Messung der Emis-
sionsleistung wird eine schnellere Silizium-Photodiode benutzt. Sie hat eine Fl¨
ache von
63,6 mm2. Der Photostrom wird dabei ¨
uber einem 1 kΩ Widerstand mit einem Oszilloskop
bestimmt.
Zus¨
atzlich zu diesen Standardmessungen ist eine temperaturabh¨
angige Messung des Spek-
trums, sowie der Strom-Spannungskennlinien im Temperaturbeich von 0 ◦C bis 180 ◦C
33
4 Herstellung, Aufbau und Charakterisierung von UV-LEDs
Abbildung 17: Schematische Dar-
stellung der Erweiterung des Elek-
trolumineszenzmessplatzes zur po-
larisationsabh¨
angigen Messung der
in der Ebene stattfinden Lichtemis-
sion.
m¨
oglich. Dazu wird der LED-Wafer auf einem Peltierelement platziert. Die Messung des
Spektrums erfolgt in diesem Fall von der Oberseite der LED oder durch ein kleines Loch
im Peltierelement, in dem sich das Glasfaserkabel des Spektrometers befindet.
Wie in Kapitel 6 beschrieben wird, ¨
andert sich die Polarisation des senkrecht zur c-Achse
emittierten Lichtes der LEDs mit dem Aufbau der LED-Heterostruktur und deren Ver-
spannung. Zur Messung dieser Polarisation ist in Abb. 17 der schematische Aufbau der
Erweiterung des Elektrolumineszenzmessplatzes dargestellt. Dabei wird das senkrecht zur
c-Achse emittierte Licht (aus der Mesa der LED) mit einer Linse gesammelt und par-
allelisiert. Nach einer Irisblende wird dieses mit einem Glan-Taylor Polarisator und ei-
nem Glasfaserspektrometer analysiert. Dazu wird das Licht nach dem Polarisator mit ei-
ner zweiten Linse auf die Glasfaser des Spektrometers fokussiert. Der Einsatz des relativ
schwierig zu justierenden Glan-Taylor Polarisators, bei dem die Polarisation auf dem Ef-
fekt der Doppelbrechung beruht, ist dabei n¨
otig, da f¨
ur UVB-Strahlung keine normalen
D¨
unnfilmpolarisatoren verf¨
ugbar sind. Zur Justage des Aufbaus wird eine unpolarisierte
Lichtquelle und ein zweiter Polarisator verwendet. Durch ein Kreuzen der beiden Polarisa-
toren wird dabei ¨
uberpr¨
uft, ob f¨
ur die entsprechenden Stellungen des Polarisators (trans-
versal elektrische und transversal magnetische Polarisation) eine komplette Ausl¨
oschung
des Lichtes erreicht werden kann.
34
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von
UV-LEDs
Trotz des enormen Fortschritts bei der Entwicklung von UV-LEDs in den letzten Jahren,
leidet die Effizienz dieser Bauelemente immer noch unter der sehr hohen Defektdichte der
einzelnen Schichten, dem schlechten Ladungstr¨
agereinschluss und der schlechten Ladungs-
tr¨
agerinjektion in die aktive Zone. Aus diesem Grund liegen derzeit selbst die besten Werte
f¨
ur die externe Quanteneffizienz dieser LEDs, welche nach Gleichung 23 [Sch03] als Pro-
dukt der internen Quanteneffizienz (ηIQE) und der Extraktionseffizienz (ηext) definiert ist,
nur im Bereich von einigen Prozent [TMT+09; HFN+09; HTMK10; FMM+10].
ηEQE =ηIQE ·ηext (23)
In Abb. 18 ist ein ¨
Uberblick ¨
uber die externe Quanteneffizienz von UVA-, UVB- und UVC-
LEDs verschiedener Forschungsgruppen gegeben [KKC+11]. Dort ist ein klarer Einbruch
der externen Quateneffizienz f¨
ur LEDs mit Emissionswellenl¨
angen unter 360 nm zu erken-
nen, da sich f¨
ur diese LEDs die Materialzusammensetzung der einzelnen Schichten deutlich
¨
andert. So ist es z.B. aufgrund der Lichtauskopplung n¨
otig, von GaN-basierten Temp- lates
auf AlGaN-basierte Templates zu wechseln, welche eine deutlich h¨
ohere Defektdichte auf-
weisen. Zudem muss wegen der k¨
urzeren Emissionswellenl¨
ange der LEDs von InGaN- auf
AlGaN- oder InAlGaN-Quantenfilme gewechselt werden, welche z.B. keine oder nur sehr
geringe Indiumsegregationseffekte [Hir05] aufweisen und zudem Quantenfilmbarrieren und
Abbildung 18: ¨
Uberblick ¨
uber die externe Quanteneffizienz von UVA-, UVB- und UVC-
LEDs verschiedener Forschungsgruppen. [KKC+11]
35
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Elektronensperrschichten mit einem sehr hohen Aluminiumgehalt ben¨
otigen, deren Wachs-
tum und Dotierung sehr schwierig ist.
In diesem Kapitel soll daher untersucht werden, welche M¨
oglichkeiten es gibt, die interne
Quanteneffizienz zu steigern, um m¨
oglichst effiziente LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange
von 320 nm zu realisieren. Die interne Quanteneffizienz ergibt sich dabei nach Gleichung 24
[Sch03] als Produkt der Injektionseffizienz (ηinj) und der strahlenden Rekombinationseffi-
zienz (ηrad).
ηIQE =ηinj ·ηrad (24)
Somit spielt die Defektdichte der LED-Templates sowie das Design der aktiven Zone und
der Elektronensperrschichten eine entscheidende Rolle zur Realisierung von effizienten
LEDs. In den nun folgenden Unterkapiteln soll daher der Einfluss der Defektdichte auf
die Performance von UV-LEDs untersucht werden. Zudem wird n¨
aher auf die Optimierung
der aktiven Zone und der Elektronensperrschichten eingegangen, um die interne Quan-
teneffizienz der LEDs zu steigern.
5.1 Einfluss der Defektdichte
Die Reduktion der Defektdichte in den LEDs spielt eine entscheidende Rolle zur Steigerung
ihrer internen Quanteneffizienz. Daher soll in diesem Unterkapitel der Einfluss der Defekt-
dichte auf die Effizienz von UV-LEDs untersucht werden. Daf¨
ur wurden zun¨
achst UVA-
LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von rund 380 nm auf Templates mit verschiedenen
Defektdichten abgeschieden17, da es in diesem Emissionswellenl¨
angenbereich einfacher ist,
die Defektdichte ¨
uber einen großen Bereich zu variieren. Durch einen Vergleich von Elek-
trolumineszenzmessungen dieser LEDs mit Simulationen der internen Quanteneffizienz soll
dann in einem zweiten Schritt eine Absch¨
atzung des Einflusses der Dekfektdichte auf die
Effizienz von UVB-LEDs gegeben werden.
Die LED-Heterostruktur der in diesem Unterkapitel untersuchten 380 nm LEDs besteht
aus einer 4 µm dicken mit Silizium dotierten GaN-Kontaktschicht, gefolgt von der aktiven
Zone, einer 20 nm dicken Al0,2Ga0,8N:Mg-Elektronensperrschicht und einer 300 nm dicken
mit Magnesium dotierten GaN-Kontaktschicht. Als aktive Zone wurden drei 3,5 nm dicke
InGaN-Quantenfilme mit einer Indiumkonzentration von 2 % verwendet. Als Quantenfilm-
barrieren dienen 7 nm dicke GaN-Schichten, deren Mittelteil mit Silizium n-dotiert wurde.
Diese LED-Heterostruktur wurde in einem Epitaxiedurchlauf auf sechs verschiedene Tem-
plates abgeschieden. Template 1 bis 3 bestand dabei aus einem Saphirsubstrat, auf dem eine
einfache GaN-Schicht abgeschieden wurde. Template 4 und 5 bestand aus einem Saphirsub-
strat, auf dem eine GaN-Schicht mit integrierter SiN-Zwischenschicht abgeschieden wurde,
welche zur Defektreduktion der Templates beitr¨
agt [FKL+11; KBF+11; MXW+11]. Um die
Defektdichte noch weiter zu reduzieren, wurde als sechstes Template eine GaN-Substrat
17Das Wachstum der LEDs erfolgte an der TU Berlin durch M. Frentrup auf Templates von der TU Berlin
und dem Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik.
36
5.1 Einfluss der Defektdichte
(a) (0002)-Reflexion (b) (3032)-Reflexion
Abbildung 19: ω-Scans verschiedener Templates f¨
ur 380 nm LEDs aus R¨
ontgenmessungen
(a) in (0002)-Reflexion und (b) (3032)-Reflexion [XRD]. Aus den Halbwertsbreiten der GaN-
Peaks kann die Defektdichte der Schrauben- und Stufenversetzungen aus der (0002)-Reflexion
bzw. (3032)-Reflexion abgesch¨
atzt werden.
benutzt, welches Dank seiner sehr ¨
ahnlichen Eigenschaften zur LED-Struktur (siehe Kapi-
tel 2.1) ein gitterangepasstes Wachstum mit einer sehr geringen Defektdichte erm¨
oglichen
sollte.
Um die Defektdichte absch¨
atzen zu k¨
onnen, wurden hochaufl¨
osende R¨
ontgenmessungen
an den verschieden Templates vor dem Wachstum der LED-Struktur durchgef¨
uhrt18. In
Abb. 19 sind die ω-Scans der sechs Templates des symmetrischen (0002)-Reflexes und
des asymmetrischen (3032)-Reflexes dargestellt. Aus der Halbwertsbreite des GaN-Peaks,
welcher mittels symmetrischen (0002)-Reflexes gemessen wurde, kann nach Ref. [DK57] die
Defektdichte der Schraubenversetzungen mit folgender Formel abgesch¨
atzt werden:
NSchr ≈(FWHM0002)2
4,35 ·b2
Schr
,(25)
wobei bSchr der Burgersvektor ist. Des weiteren kann aus der Halbwertbreite des GaN-Peaks,
welcher mittels des asymmetrischen (3032)-Reflexes gemessen wurde, nach Ref. [B¨
ot02] die
Defektdichte der Stufenversetzungen mit folgender Formel abgesch¨
atzt werden:
NStu ≈1,14
2,1·bStu ·dlat FWHM3032 −0,9·λ
dlat ·cosΘ,(26)
wobei bStu der Burgersvektor, dlat der Netzebenenabstand, λdie Wellenl¨
ange und Θ der
Einfallswinkel der R¨
ontgenstrahlung ist. Nach Bestimmung der Halbwertsbreite der GaN-
Peaks aus Abb. 19 ergibt sich somit die abgesch¨
atzte Defektdichte der Schrauben- und
18Gemessen und ausgewertet von B. Zhao und M. Frentrup an der TU Berlin.
37
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Temp- Halbwerts- Halbwerts- Schraubenver- Stufenver- Gesamtde-
late breite breite setzungen setzungen fektdichte
(0002) (3032)
1 446 ” 1034 ” 4,0·108cm−27,4·109cm−27,8·109cm−2
2 397 ” 1007 ” 3,2·108cm−27,0·109cm−27,3·109cm−2
3 378 ” 793 ” 2,9·108cm−24,4·109cm−24,7·109cm−2
4 334 ” 467 ” 2,3·108cm−21,5·109cm−21,7·109cm−2
5 207 ” 333 ” 8,6·107cm−27,7·108cm−28,6·108cm−2
6 131 ” 262 ” 3,5·107cm−24,7·108cm−25,1·108cm−2
Tabelle 2: Absch¨
atzung der Defektdichte verschiedener Templates f¨
ur 380 nm LEDs aus
R¨
ontgenmessungen [XRD]. Aus den Halbwertsbreiten der GaN-Peaks kann die Defektdich-
te der Schrauben- und Stufenversetzungen nach Formel 25 bzw. Formel 26 aus der (0002)-
Reflexion bzw. (3032)-Reflexion abgesch¨
atzt werden.
Stufenversetzungen nach Formel 25 bzw. Formel 26. Die Gesamtdefektdichte kann somit
nach Ref. [B¨
ot02] durch Addition der Schrauben- und Stufenversetzungen abgesch¨
atzt wer-
den. Diese Ergebnisse sind in Tabelle 2 zusammengefasst. Dabei ist eine starke Variation
der Defektdichte ¨
uber eine Gr¨
oßenordnung bei den verschiedenen Templates zu erkennen.
So liegt die Gesamtdefektdichte f¨
ur eine LED auf einfachem Saphir/GaN-Template (Tem-
plate 1 bis 3) zwischen 7,8·109cm−2und 4,7·109cm−2. F¨
ur das Saphir/GaN-Template mit
SiN-Zwischenschicht (Template 4 und 5) konnte hingegen eine geringere Defektdichte zwi-
schen 1,7·109cm−2und 8,6·108cm−2ermittelt werden. Die geringste Defektdichte konnte
mit 5,1·108cm−2f¨
ur das GaN-Substrat (Template 6) beobachtet werden, wobei auch deut-
lich kleinere Defektdichten auf diesen Substraten prinzipiell m¨
oglich sind [BWM11].
In Abb. 20 ist der typische Einfluss der Defektdichte auf die Lichtleistung von LEDs mit
einer Emissionswellenl¨
ange von 380 nm dargestellt, welche auf den vorher untersuchten
Templates abgeschieden wurden. Dabei kann ein großer Einfluss der Defektdichte auf die
Lichtleistung beobachtet werden. Sie steigt bei einem Injektionsstrom von 20 mA (siehe
Abb. 20b) von 0,32 mW, f¨
ur die LED mit einer Defektdichte von 7,8·109cm−2, um einen
Faktor von 4,6 auf 1,47 mW, f¨
ur die LED mit einer Defektdichte von 5,1·108cm−2, an.
Dabei ist jedoch zu beachten, dass die letztere der LEDs aufgrund ihres GaN-Substrates
eine deutlich schlechtere Lichtextraktion aufweist, so dass der Unterschied bei gleicher Ex-
traktionseffizienz noch deutlich gr¨
oßer ausfallen w¨
urde. Dieses Verhalten kann durch die
reduzierte Defektdichte erkl¨
art werden, da durch eine Reduktion der Defekte die Zentren
f¨
ur nichtstrahlende Rekombinationsprozesse reduziert werden und somit bei gleicher Anre-
gungsdichte mehr Elektronen und L¨
ocher f¨
ur eine strahlende Rekombination zur Verf¨
ugung
stehen. Dies f¨
uhrt zu einer deutlichen Erh¨
ohung der internen Quanteneffizienz und damit
der Lichtleistung der LEDs. Außerdem kann in Abb. 20a beobachtet werden, dass die
Strom-Leistungskennlinien der LEDs mit hoher Defektdichte deutlich fr¨
uher ¨
uberrollen,
was ebenfalls ein Hinweis auf hohe nichtstahlende Rekombinationsprozesse und eine dar-
aus resultierende starke Selbsterw¨
armung der LEDs ist. So konnte bei einem Strom von
38
5.1 Einfluss der Defektdichte
(a) Strom-Leistungskennlinie (b) Lichtleistung und EQE bei 20 mA
Abbildung 20: Einfluss der Defektdichte auf die Lichtleistung von 380 nm LEDs. (a) typische
Lichtleistung als Funktion des Injektionsstroms f¨
ur LEDs mit verschiedenen Dektdichten. (b)
gemessene durchschnittliche Lichtleistung und externe Quanteneffizienz (EQE) bei 20 mA in
Abh¨
angigkeit der Defektdichte der LEDs.
100 mA sogar ein Faktor von 12,6 zwischen der Probe mit der gr¨
oßten und kleinsten De-
fektdichte beobachtet werden. Dabei muss allerdings auch die bessere W¨
armeleitf¨
ahigkeit
des GaN-Substrates ber¨
ucksichtigt werden. Jedoch zeigt die Probe mit der zweitgeringsten
Defektdichte (auf Saphirsubstrat) auch nahezu einen linearen Anstieg der Lichtleistung
¨
uber den untersuchten Strombereich.
Um eine Absch¨
atzung des Einflusses der Defektdichte bei fernen UV-LEDs geben zu
k¨
onnen, wurde in einem ersten Schritt die oben beschriebene 380 nm LED-Heterostruktur
mit verschiedenen Defektdichten simuliert, um das Simulationsmodell zu ¨
uberpr¨
ufen. Dazu
wurde ein eindimensionales Drift-Diffusions-Model benutzt [STRb]. Als Elektronenbeweg-
lichkeit wurden 100 cm2V−1s−1und als L¨
ocherbeweglichkeit 5 cm2V−1s−1angenommen. Die
sonstigen f¨
ur die Simulation verwendeten Materialparameter sind zum ¨
Uberblick im An-
hang dieser Arbeit zu finden. Um den Einfluss der Defektdichte in diesen Simulationen
zu ber¨
ucksichtigen, wurde ein Modell von Karpov et al. [KM02] benutzt, welches n¨
aher in
Kapitel 3.3 erl¨
autert wurde.
Abbildung 21 zeigt die simulierte interne Quanteneffizienz und die aus der Messungen
der externen Quanteneffizienz abgesch¨
atzte interne Quanteneffizienz der 380 nm LEDs als
Funktion der Defektdichte. Die Simulation erfolgte dabei f¨
ur eine Temperatur von 300 K
und einer Stromdichte von 100 Acm−2. F¨
ur die Absch¨
atzung der internen Quanteneffizienz
aus der gemessenen externen Quanteneffizienz wurde Gleichung 23 benutzt. F¨
ur die Ex-
traktionseffizienz wurden 11,9 % f¨
ur die LED auf dem GaN-Substrat und 28,2 % f¨
ur LEDs
auf Saphirsubstrat angenommen [Lob], welche aus Simulationen und experimentellen Mes-
sungen an Stukturen dieser Emissionswellenl¨
ange bestimmt wurden. Vergleicht man die
experimentell ermittelten Werte mit den Simulationen, so ist eine gute ¨
Ubereinstimmung
39
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Abbildung 21: Simulierte interne Quan-
teneffizienz und aus Messungen der externen
Quanteneffizienz abgesch¨
atzte interne Quan-
teneffizienz von 380 nm LEDs als Funktion
der Defektdichte der LEDs. Die Simulation
erfolgte f¨
ur 300 K und einer Stromdichte von
100 Acm−2. F¨
ur die Absch¨
atzung der internen
Quanteneffizienz aus der externen Quantenef-
fizienz wurde eine Extraktionseffizienz von
11,9 % f¨
ur die LED auf dem GaN-Substrat
und 28,2 % f¨
ur LEDs auf Saphirsubstrat an-
genommen [Lob].
im tendenziellen Verlauf zu beobachten. Selbst die absoluten Werte liegen nahe bei einan-
der. Die geringen Abweichungen k¨
onnen z.B. mit Vereinfachungen im Simulationsmodell
oder aus Abweichungen bei der Absch¨
atzung der Defektdichte aus den R¨
ontgenmessungen
erkl¨
art werden. Durch diese Untersuchung an 380 nm LEDs mit unterschiedlichen Defekt-
dichten konnte somit gezeigt werden, dass es m¨
oglich ist, die experimentellen Ergebnis-
se mit dem Simulationsmodell zu reproduzieren. Somit kann dieses Modell auch f¨
ur die
Absch¨
atzung der Abh¨
angigkeit der internen Quanteneffizienz von der Defektdichte bei fer-
nen UV-LEDs genutzt werden, bei denen es schwierig ist die Defektdichte ¨
uber einen so
großen Bereich experimentell zu variieren.
In einem zweiten Schritt wurde nun mit Hilfe dieses Simulationsmodells der Einfluss der
Defektdichte auf die interne Quanteneffizienz von LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von
320 nm untersucht. Dazu wurde als Basis die LED-Heterostruktur aus Kapitel 5.2.1 mit
2,2 nm dicken Quantenfilmen benutzt. In Abb. 22a ist die simulierte interne Quanteneffizi-
enz als Funktion der Stromdichte f¨
ur LEDs verschiedener Defektdichten halblogarithmisch
dargestellt. Dabei ist f¨
ur kleine Stromdichten ein starker Anstieg der internen Quantenef-
fizienz zu erkennen, welcher f¨
ur h¨
ohere Stromdichten (¨
uber 50 Acm−2) in die S¨
attigung
geht, bzw. f¨
ur niedrige Defektdichten wieder leicht abf¨
allt. F¨
ur einen besseren ¨
Uberblick
wurde in Abb. 22b die interne Quanteneffizienz als Funktion der Defektdichte doppellloga-
rithmisch f¨
ur eine Stromdichte von 100 Acm−2dargestellt. Dabei ist ein starker Abfall der
internen Quanteneffizienz mit zunehmender Defektdichte zu beobachten. So nimmt sie von
65 % f¨
ur eine Defektdichte von 1·107cm−2auf 1,3 % f¨
ur eine Defektdichte von 1·1010 cm−2
deutlich ab. Speziell f¨
ur Defektdichten gr¨
oßer 1·109cm−2ist ein deutlicher Einbruch zu
beobachten. In diesem Bereich ist die nichtstrahlende Rekombination der Ladungstr¨
ager
(z.B. an Defekten) dominant. Die Abweichung der internen Quanteneffizienz bei geringen
Defektdichten von dem Idealwert 100 % kann durch Leckstr¨
ome erkl¨
art werden, da es bei
fernen UV-LEDs sehr schwierig ist, effektive Barrieren f¨
ur die Elektronen herzustellen (sie-
he Kapitel 5.3). Damit k¨
onnen Elektronen in den p-dotierten Bereich der LED gelangen,
wo sie strahlend oder nichtstrahlend rekombinieren k¨
onnen. Diese Rekombination außer-
40
5.1 Einfluss der Defektdichte
(a) IQE als Funktion der Stromdichte (b) IQE als Funktion der Defektdichte
Abbildung 22: Simulierte interne Quanteneffizienz einer f¨
unfach Quantenfilm-LED mit
einer Emissionswellenl¨
ange von 320 nm. (a) zeigt die interne Quanteneffizienz als Funkti-
on der Stromdichte f¨
ur verschiedene Defektdichten und (b) die interne Quanteneffizenz bei
100 A/cm2als Funktion der Defektdichte. Zus¨
atzlich sind in (b) die Bereiche markiert, in
denen die Templates der in dieser Arbeit untersuchten LEDs zugeordnet werden k¨
onnen. Die
Simulation erfolgte f¨
ur eine Temperatur von 300 K.
halb der aktiven Zone kann somit die maximal m¨
ogliche interne Quanteneffizienz deutlich
reduzieren. Diese Ergebnisse sind in guter ¨
Ubereinstimmung mit der Ver¨
offentlichung von
Ban et al. [BYT+11], die die interne Quanteneffizienz von AlGaN-Quantenfilmen mittels
anregungsdichteabh¨
angiger Photolumineszenzmessungen untersucht haben.
Die in den folgenden Unterkapiteln untersuchten UVB-LEDs wurden auf AlGaN/AlN/Sa-
phir-Templates abgeschieden. Ihre Defektdichte lag zwischen 6·109cm−2und 2·1010 cm−2
(siehe gr¨
un markierten Bereich in Abb. 22b). Somit ist laut den Simulationen f¨
ur die un-
tersuchten LEDs eine maximale interne Quanteneffizienz von 4,2 % m¨
oglich. Damit lassen
sich die im Rahmen dieser Arbeit gemessenen, sehr geringen externen Quanteneffizienzen
von unter 0,75 % erkl¨
aren. Ist es allerdings m¨
oglich, z.B. durch eine Optimierung der Temp-
lates, die Defektdichte deutlich zu reduzieren (in den gelb markierten Bereich in Abb. 22b),
so ist mit der gleichen LED-Heterostruktur mit einer starken Erh¨
ohung der internen und
damit auch der externen Quanteneffizienz der UV-LEDs zu rechnen.
Ein vielversprechender Weg zur Reduzierung der Defektdichte ist die Verwendung von
strukturierten Substraten oder Templates. So war es bei der Entwicklung von ELO19 AlN/
Saphir-Templates am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik
m¨
oglich, die Defektdichte auf einem Bereich zwischen 8·108cm−2bis 3·109cm−2zu redu-
zieren (siehe hellblau markierten Bereich in Abb. 22b). Damit sind laut den Simulationen
interne Quanteneffizienzen zwischen 8 % und 33 % m¨
oglich, was eine erhebliche Erh¨
ohung
19englisch: epitaxial lateral overgrowth, deutsch: epitaktisch laterales ¨
Uberwachsen.
41
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Abbildung 23: Lichtleistung von LEDs auf ELO AlN/Saphir-Templates und planaren
AlN/Saphir-Templates f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von (a) 324 nm und (b)
295 nm [KKR+12]. Die Messung erfolge bei Raumtemperatur auf dem Wafer.
der Lichtleistung in fernen UV-LEDs zur Folge h¨
atte.
Erste Hinweise auf die positive Wirkung solcher strukturierter Substrate auf die Lichtleis-
tung von UVB-LEDs gibt es in der Arbeit von K¨
uller et al. [KKR+12]. Dabei wurde eine
identische LED-Heterostruktur auf planaren AlN/Saphir- und ELO AlN/Saphir-Temp-
lates abgeschieden20. Die Lichtleistung dieser LEDs ist als Funktion des Injektionsstroms
in Abb. 23 f¨
ur 324 nm und 295 nm LEDs dargestellt. In beiden F¨
allen ist eine erhebliche
Erh¨
ohung der Lichtleistung bei der Verwendung der ELO AlN/Saphir-Templates zu beob-
achten, was die positive Wirkung der reduzierten Defektdichte auf die Effizienz der UVB-
LEDs best¨
atigt. Dabei muss jedoch ber¨
ucksichtig werden, dass weiteres Potential bei der
Optimierung des Wachstumprozesses auf diesen strukturierten Templates vorhanden ist,
so dass mit einer weiteren Steigerung der Lichtleistung zu rechnen ist.
Somit konnte gezeigt werden, dass die Defektdichte einen starken Einfluss auf die interne
und externe Quanteneffizienz von UV-LEDs hat und die Reduzierung dieser Defektdich-
te wohl das gr¨
oßte Potential bietet, um die Lichtleistung dieser LEDs weiter zu erh¨
ohen.
Ans¨
atze zur Defektreduktion, wie z.B. die Verwendung von strukturierten Substraten und
Templates, werden daher in der zuk¨
unftigen Forschung immer mehr an Bedeutung ge-
winnen. Zudem ergibt sich aus den Ergebnissen dieses Unterkapitels, dass es bei der Op-
timierung der LED-Heterostruktur (siehe folgende Unterkapitel) extrem wichtig ist, die
verschiedenen LED-Strukturen auf gleichwertige bzw. identische Templates zu wachsen,
da ansonsten die Vergleichbarkeit der Ergebnisse nicht gegeben ist.
20In Zusammenarbeit zwischen dem Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik
und dem Palo Alto Research Center.
42
5.2 Einfluss der aktiven Zone
5.2 Einfluss der aktiven Zone
Neben der Reduzierung der Defektdichte ist die Optimierung der aktiven Zone eine wei-
tere M¨
oglichkeit zur Erh¨
ohung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs. Dabei ist
das Ziel, durch eine geeignete Wahl der Quantenfilmanzahl, -dicke, und -barrieren die
Ladungstr¨
agerinjektion, den Ladungstr¨
agereinschluss und den Wellenfunktionen¨
uberlapp
von Elektronen und L¨
ochern in den einzelnen Quantenfilmen zu verbessern und damit ei-
ne Erh¨
ohung der strahlenden Rekombination der Ladungstr¨
ager zu erreichen. In diesem
Unterkapitel wird dazu der Einfluss der Quantenfilmbreite und -anzahl auf die Emissions-
eigenschaften von 320 nm LEDs untersucht.
5.2.1 Quantenfilmbreite
In diesem Abschnitt soll der Einfluss der Quantenfilmbreite auf die Effizienz von 320 nm
LEDs mit InAlGaN-Quantenfilmen untersucht werden. Ver¨
offentlichungen von Hirayama
et al. [HKA+06; HNYK08] und Norimichi et al. [NHYK09] haben gezeigt, dass das Opti-
mum der Quantenfilmbreite f¨
ur solche LEDs zwischen 1,5 nm und 2,5 nm liegt. Die genaue
Ursache f¨
ur dieses Optimum wurde bisher allerdings noch nicht ausgiebig untersucht.
Um den Einfluss der Quantenfilmbreite auf die Effizienz von UVB-LEDs zu untersuchen,
wurden LEDs mit verschiedenen Quantenfilmbreiten hergestellt21. Die vermessenen LED-
Strukturen bestanden dabei aus einem Saphir/AlN-Template [RBK+08; BPH+08] gefolgt
von einer 1,3 µm dicken transparenten Al0,30Ga0,70N n-Kontaktschicht, der aktiven Zone, ei-
ner 1 nm dickem Al0,60Ga0,40N-Zwischenschicht gefolgt von einer 20 nm dicken p-dotierten
Al0,32Ga0,68N-Elektronensperrschicht und einer p-Schicht, bestehend aus einem p-dotier-
tem GaN/Al0,12Ga0,88N-¨
Ubergitter mit d¨
unner hochdotierter GaN-Kontaktschicht. Als ak-
tive Zone wurden f¨
unf In0,02Al0,20Ga0,78N-Quantenfilme benutzt, umgeben von 8 nm dicken
Barrieren aus In0,02Al0,30Ga0,68N. Die Dicke der Quantenfilme betrug dabei 1,5 nm, 2,2 nm
und 3,2 nm. Sie wurde durch hochaufl¨
osende R¨
ontgenmessungen an Kalibrierungsproben
bestimmt.
Abb. 24 zeigt die typischen Emissionsspektren von LEDs mit einer Quantenfilmbreite von
1,5 nm, 2,2 nm und 3,2 nm bei einem Strom von 50 mA. Die Spektren zeigen eine dominante
Quantenfilmemission bei 312 nm, 316 nm bzw. 321 nm. Die Verschiebung des Emissionsma-
ximums mit zunehmender Quantenfilmbreite kann mit der ¨
Anderung der Quatisierungs-
energie erkl¨
art werden. Sie reduziert sich mit zunehmender Quantenfilmbreite, was zu einer
Zunahme der Emissionwellenl¨
ange f¨
uhrt. Der Peak oder die Schulter bei ungef¨
ahr 340 nm,
welche in allen Spektren zu beobachten ist, kann durch Rekombination von Elektronen und
L¨
ochern im p-dotierten GaN/AlGaN-¨
Ubergitter erkl¨
art werden [ZZE+08]22, die durch einen
21Das Wachstum und die Prozessierung der Proben erfolgte am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut
f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik durch Dr. A. Knauer und Dr. H. Rodriguez.
22Zudem konnte in eigenen Experimenten eine Verschiebung der Peakposition mit ¨
Anderung der
¨
Ubergitterschichtdicke beobachtet werden, was ebenfalls ein Hinweis auf die Rekombination von Ladungs-
tr¨
agern im ¨
Ubergitter ist.
43
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Abbildung 24: Typische Emissionsspektren
von f¨
unffach Quantenfilm-LEDs mit Quanten-
filmbreiten von 1,5 nm, 2,2 nm und 3,2 nm.
Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur
und einem Injektionsstrom von 50 mA (cw).
Elektronenleckstrom m¨
oglich ist. Dieser entsteht durch eine nicht ideal angepasste Elek-
tronensperrschicht, auf deren Optimierung im sp¨
ateren Verlauf dieses Kapitels n¨
aher ein-
gegangen wird. Eine weitere Emission kann im Emissionswellenl¨
angenbereich von 350 nm
bis 550 nm beobachtet werden. Diese entsteht durch Rekombinaton von Ladungstr¨
agern
an tiefen Zust¨
anden verbunden mit Magnesiumakzeptoren oder anderen Verunreinigungen
und Defekten [LON+02; SCM+03; ASC+04; LJvdW12].
In Abb. 25 sind typische Strom-Leistungskennlinien der LEDs dargestellt. Die h¨
ochste
Lichtleistung kann f¨
ur die LEDs mit den 2,2 nm breiten Quantenfilmen beobachtet wer-
den, gefolgt von den LEDs mit den 1,5 nm und 3,2 nm breiten Quantenfilmen. Bei genauer
Betrachtung der Strom-Leistungkennlinien k¨
onnen drei unterschiedliche Bereiche festge-
stellt werden. Zwischen 0 mA und ca. 7 mA ist nur eine schwache Lumineszenz mit einem
kleinen Anstieg in der Kennlinie zu erkennen. In diesem Bereich werden durch die stei-
gende Ladungstr¨
agerkonzentration in der LED erst einmal haupts¨
achlich die Zentren f¨
ur
nichtstrahlende Rekombinationsprozesse abges¨
attigt [SSH+98]. Im zweiten Bereich (zwi-
schen ca. 7 mA und 30 mA) ist ein st¨
akerer und nahezu linearer Anstieg der Kennlinien
zu erkennen. In diesem Bereich resultiert die durch den zunehmenden Strom steigende
Ladungstr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone direkt in einer h¨
oheren strahlenden Re-
kombination und damit in einer h¨
oheren Lichtleistung der LEDs. Im letzten Bereich f¨
ur
Str¨
ome gr¨
oßer 30 mA ist eine Reduzierung des Anstieges mit anschließendem ¨
Uberrollen
der Lichtleistung erkennbar. Dies wird besonders gut bei der LED mit den 2,2 nm dicken
Quantenfilmen deutlich. Dieser Effekt kommt durch die mit steigendem Strom zunehmen-
de Selbsterw¨
armung der LEDs zustande. Dabei steigt, durch die zunehmende Temperatur
am pn-¨
Ubergang, die thermische Energie der Ladungstr¨
ager an, so dass diese die Barrieren
der Quantenfilme ¨
uberwinden k¨
onnen. Somit entstehen Leckstr¨
ome, deren Ladungstr¨
ager
nicht mehr zur strahlenden Rekombination in der aktiven Zone beitragen k¨
onnen. Da diese
Leckstr¨
ome exponentiell von der Temperatur abh¨
angig sind, steigen sie schnell mit zuneh-
mender Temperatur an.
44
5.2 Einfluss der aktiven Zone
Abbildung 25: Typische Strom-Leistungs-
kennlinien (cw) von f¨
unffach Quantenfilm-
LEDs mit verschiedenen Quantenfilmbreiten.
Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur.
Um die experimentellen Daten zu erkl¨
aren und das Rekombinationsverhalten der Ladungs-
tr¨
ager in der aktiven Zone zu verstehen, wurde die Ladungstr¨
agerinjektion in die aktive
Zone simuliert. Dazu wurde das gleiche Simulationsmodell wie in Kapitel 5.1 benutzt.
Jedoch wurde in diesem Fall statt der Defektdichte die nichtstrahlende Lebenszeit der La-
dungstr¨
ager der Software direkt vorgegeben. Ihr Wert betrug f¨
ur alle Simulationen 0,3 ns.
Das simulierte Profil der Leitungs- und Valenzbandkante (schwarze Linien) und die Elek-
tronen- (blaue Linien) und L¨
ocherkonzentrationen (rote Linien) in der aktiven Zone f¨
ur
eine Stromdichte von 300 Acm−2sind in Abb. 26 f¨
ur die gemessenen LEDs mit einer Quan-
tenfilmbreite von 1,5 nm, 2,2 nm und 3,2 nm dargestellt. Eine Stromdichte von 300 Acm−2
entspricht dabei einem Strom von 30 mA in den Messungen. Die Simulation zeigt mit zuneh-
mender Quantenfilmbreite zum einen eine zunehmende ¨
ortliche Separation von Elektronen
und L¨
ochern aufgrund des Quantum Confined Stark Effekts23. Diese Separation resultiert
in einer Verringerung des ¨
Uberlapps zwischen den Wellenfunktionen von Elektronen und
L¨
ochern, was zu einer Reduzierung der Rekombinationswahrscheinlichkeit der Ladungs-
tr¨
ager und damit zu einer Reduzierung der strahlenden Rekombination dieser f¨
uhrt. Zum
anderen ist eine Zunahme der Elektronen- und L¨
ocherkonzentration in der aktiven Zo-
ne mit zunehmender Quantenfilmbreite klar zu erkennen. Dies f¨
uhrt zu einer Zunahme
der strahlenden Rekombinationswahrscheinlichkeit, da diese quadratisch von der Ladungs-
tr¨
agerkonzentration abh¨
angig ist (siehe Gleichung 17).
F¨
ur einen besseren ¨
Uberblick dieser Effekte wurden weitere Simulationen von LED-Struk-
turen mit Quantenfilmbreiten zwischen 1,4 nm und 3,4 nm durchgef¨
uhrt. Die Ergebnis-
se sind in Abb. 27 dargestellt. Dort ist die simulierte Schichtladungstr¨
agerkonzentration
(summiert ¨
uber alle Quantenfilme) der Elektronen (gef¨
ullte Quadrate) und L¨
ocher (gef¨
ullte
Kreise) sowie der simulierte mittlere ¨
Uberlapp der Grundwellenfunktion von Elektronen,
leichten L¨
ochern (ungef¨
ullte Kreise) und schweren (ungef¨
ullte Quadrate) L¨
ochern f¨
ur ei-
ne Stromdichte von 300 Acm−2als Funktion der Quantenfilmbreite dargestellt. Zus¨
atzlich
23Eine detailierte Beschreibung des Quantum Confined Stark Effekts ist in Kapitel 2.4 zu finden.
45
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
(a) 1,5 nm Quantenfilmdicke (b) 2,2 nm Quantenfilmdicke
(c) 3,2 nm Quantenfilmdicke
Abbildung 26: Simulierte Profile der Leitungs- und Valenzbandkanten (schwarz) und simu-
lierte Elektronen- (blau) und L¨
ocherkonzentrationen (rot) von f¨
unffach Quantenfilm-LEDs
mit einer Quantenfilmbreite von (a) 1,5 nm, (b) 2,2 nm und (c) 3,2 nm bei einer Stromdichte
von 300 A/cm2. Die Simulation erfolgte f¨
ur eine Temperatur von 300 K.
sind die gemessen Lichtleistungen (Sterne) bei 30 mA (entspricht 300 Acm−2) in relativen
Einheiten dargestellt. Diese Daten best¨
atigen den Trend der weiter oben beschriebenen
Messungen und Simulationen. Somit nimmt der mittlere ¨
Uberlapp der Elektronen- und
L¨
ocherwellenfunktionen f¨
ur Quantenfilmbreiten gr¨
oßer als 1,6 nm deutlich ab. Dabei ist eine
Reduzierung von rund 54 % f¨
ur LEDs mit einer Quantenfilmbreite von 1,4 nm auf ca. 20 %
f¨
ur LEDs mit einer Qunatenfilmbreite von 3,4 nm zu beobachten. Dies f¨
uhrt zu einer deut-
lichen Reduzierung der Rekombinationswahrscheinlichkeit und damit zu einer Reduktion
der strahlenden Rekombination. Auf der anderen Seite ist in Abb. 27 auch eine Zunahme
der Elektronen- und L¨
ocherkonzentration in der aktiven Zone mit steigender Quanten-
46
5.2 Einfluss der aktiven Zone
Abbildung 27: Simulierte Schichtelektronen- (gef¨
ullte Quadrate) und Schichtl¨
ocherkonzen-
trationen (gef¨
ullte Kreise) und simulierter mittlerer ¨
Uberlapp der Grundwellenfunktionen von
Elektronen, leichten L¨
ochern (ungef¨
ullte Kreise) und schweren L¨
ochern (ungef¨
ullte Quadrate)
f¨
ur f¨
unffach Quantenfilm-LEDs mit verschieden Quantenfilmbreiten. Die Sterne zeigen die ge-
messene Lichtleistung in relativen Einheiten. Alle Ergebnisse sind f¨
ur ein Injektionsstrom von
30 mA (300 A/cm2) bei Raumtemperatur dargestellt. Die Schichtladungstr¨
agerkonzentration
wurde ¨
uber alle Quantenfilme summiert.
filmbreite zu erkennen. Dieser Effekt beruht auf einer reduzierten Quantisierungsenergie
mit zunehmender Quantenfilmbreite, was eine Zunahme des Ladungstr¨
agereinschlusses be-
wirkt. Die Erh¨
ohung der Schichtladungstr¨
agerkonzentration f¨
ur Elektronen- und L¨
ocher um
2,4·1012 cm−2bzw. 2,7·1012 cm−2f¨
ur LEDs mit einer Zuhnahme der Quantenfilmbreite
von 1,4 nm auf 3,4 nm sollte damit zu einer Erh¨
ohung der strahlenden Rekombinationsrate
f¨
uhren.
Beide Effekte, die Reduzierung des ¨
Uberlapps der Elektronen- und L¨
ocherwellenfunktionen
sowie die Erh¨
ohung der Ladungstr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone mit zunehmender
Quantenfilmbreite, wirken dabei in entgegengesetzter Richtung in Bezug auf die strahlen-
de Rekombinationsrate. Unsere Messungen haben gezeigt, dass f¨
ur die untersuchten LEDs
eine maximale Emissionleistung f¨
ur LEDs mit 2,2 nm breiten Quantenfilmen erreicht wer-
den kann. Dieses Ergebnis ist in guter ¨
Ubereinstimmung mit Ver¨
offentlichungen anderer
Forschungsgruppen [HKA+06; HNYK08; NHYK09] und den im Rahmen dieser Arbeit
duchgef¨
uhrten Simulationen der LED-Heterostuktur. Bei diesen wird die maximale inter-
ne Quanteneffizienz f¨
ur LEDs mit einer Quantenfilmbreite von 2 nm erreicht, da bei dieser
Breite der beste Kompromiss zwischen dem ¨
Uberlapp der Wellenfunktionen von Elektronen
und L¨
ochern und der Ladungstr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone vorliegt.
47
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
5.2.2 Quantenfilmanzahl
Nach der Optimierung der Quantenfilmbreite soll nun der Einfluss einer verschiedenen
Quantenfilmanzahl auf die Effizienz von 320 nm LEDs mit InAlGaN-Quantenfilmen unter-
sucht werden, da dies bisher in der Literatur nur unzureichend erfolgt ist. So berichtete
Nishida et al. [NSK01], dass die Lichtleistung einer 342 nm Einfachquantenfilm-LED deut-
lich h¨
oher ist als die einer f¨
unffach Quantenfilm-LED.
Die untersuchten LED-Strukturen sind dabei wie im vorherigen Unterkapitel aufgebaut24.
Als aktive Zone wurden 2,2 nm dicke In0,02Al0,20Ga0,78N-Quantenfilme umgeben von 8 nm
dicken In0,02Al0,30Ga0,68N-Barrieren benutzt. Die Anzahl der Quantenfilme wurde variiert.
Es wurden LEDs mit einem Quantenfilm sowie mit drei, f¨
unf und sieben Quantenfilmen
untersucht.
In Abb. 28 sind typische Emissionsspektren bei einem Strom von 50 mA sowie typische
Strom-Spannungskennlinien der Einfach- und Mehrfachquantenfilm-LEDs gemessen unter
Gleichstrombedingungen dargestellt. Die Emissionsspektren zeigen dabei einen dominan-
ten Emissionspeak bei 316 nm. Der Peak oder die Schulter bei ungef¨
ahr 340 nm und die
weitere Emission im Wellenl¨
angenbereich von 350 nm bis 550 nm, welche in allen Spektren
zu erkennen sind, kann durch eine Rekombination von Elektronen und L¨
ochern in der p-do-
tierten Seite der LED erkl¨
art werden. Eine genauere Erkl¨
arung dieser Mechanismen ist in
Kapitel 5.2.1 zu finden. Bei der Einfachquantenfilm-LED ist zus¨
atzlich eine weitere Schul-
ter auf der h¨
oher energetischen Seite des Hauptpeaks zu erkennen. Sie liegt bei ca. 300 nm
und k¨
onnte, bedingt durch die sehr d¨
unne aktive Zone, durch einen L¨
ocherleckstrom in
den n-dotierten Bereich der LED und die dadurch dort stattfindenen Rekombination der
Abbildung 28: Typische Emissions-
spektren gemessen bei 50 mA und ty-
pische Strom-Spannungskennlinien von
LEDs mit einem Quantenfilm sowie mit
drei, f¨
unf und sieben Quantenfilmen. Die
Messung erfolgte bei Raumtemperatur
(cw).
24Das Wachstum und die Prozessierung der Proben erfolgte am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut
f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik durch Dr. A. Knauer und Dr. H. Rodriguez.
48
5.2 Einfluss der aktiven Zone
L¨
ocher mit den Elektronen zustande kommen.
Bei der Betrachtung der Strom-Spannungskennlinien der verschiedenen LEDs f¨
allt auf, dass
alle LEDs ann¨
ahernd die gleiche Strom-Spannungscharakteristik und damit den selben dif-
ferentiellen Serienwiderstand zeigen. Die LED mit den f¨
unf Quantenfilmen bildet allerdings
eine Ausnahme. Sie zeigt einen deutlich h¨
oheren differentiellen Serienwiderstand, was beim
Betrieb der LED, speziell bei hohen Str¨
omen, zu einer st¨
arkeren Selbsterw¨
armung f¨
uhrt.
Abb. 29 zeigt typische Strom-Leistungskennlinien der untersuchten LEDs. Dabei ist zu
beobachten, dass alle LEDs bis zu einem Strom von ca. 30 mA die gleiche Lichtleistung
aufweisen. F¨
ur h¨
ohere Str¨
ome k¨
onnen einige Abweichung von diesem Verhalten festge-
stellt werden. Die gr¨
oßte Abweichung ist dabei f¨
ur die LED mit den f¨
unf Quantenfilmen
zu beobachten. Bei dieser LED ist ein extrem fr¨
uhes thermisches ¨
Uberrollen der Strom-
Leistungskennlinie zu beobachten, welches bei ca. 40 mA einsetzt. Dieses Verhalten kann
durch den h¨
oheren differentiellen Serienwiderstand (siehe Strom-Spannungkennlinie) die-
ser Probe erkl¨
art werden, welcher bei h¨
oheren Str¨
omen zu einer starken Selbsterw¨
armung
der LED f¨
uhrt. Dadurch steigt die termische Energie der Ladungstr¨
ager mit zunehmender
Temperatur am pn-¨
Ubergang an, so dass sie die Barrieren der Quantenfilme ¨
uberwinden
k¨
onnen. Somit entstehen Leckstr¨
ome, deren Ladungstr¨
ager nicht mehr zur strahlenden
Rekombination in der aktiven Zone beitragen. Sie rekombinieren strahlend oder nicht-
strahlend außerhalb der aktiven Zone, was die Effizienz der LED negativ beeinflusst und
zu einem Emissionsspektrum mit Nebenpeaks f¨
uhrt (siehe auch Kapitel 5.2.1). Die Gr¨
unde
f¨
ur diesen sehr hohen differentiellen Serienwiderstand sind nicht ganz klar. Vermutlich
kam dieser durch einen unterschiedlichen Kontaktwiderstand oder durch Prozessvariatio-
nen zu stande. Ein Einfluss der steigenden Anzahl an Heterogrenzfl¨
achen mit zunehmender
Quantenfilmanzahl kann hingegen ausgeschlossen werden, da bei der LED mit den sieben
Quantenfilmen auch nahezu der selbe differentielle Serienwiderstand wie bei der LED mit
dem einen Quantenfilm oder den drei Quantenfilmen beobachtet werden kann.
Abbildung 29: Typische Strom-Leistungs-
kennlinien (cw) von LEDs mit einem Quan-
tenfilm sowie mit drei, f¨
unf und sieben Quan-
tenfilmen. Die Messung erfolgte bei Raum-
temperatur.
49
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Um die experimentellen Daten besser verstehen zu k¨
onnen, wurde f¨
ur diese LED-Serie
die Ladungstr¨
agerinjektion in die aktive Zone simuliert (siehe auch Kapitel 5.2.1). Die
simulierten Schichtl¨
ocher- und Schichtelektronenkonzentrationen f¨
ur jeden Quantenfilm
der verschiedenen LED-Strukturen sind in Abb. 30 f¨
ur eine Stromdichte von 200 A/cm2
dargestellt, was bei den experimentellen Ergebnissen einem Strom von 20 mA entspricht.
Die Schichtl¨
ocher- bzw. Schichtelektronenkonzentration wurde dabei bestimmt, indem die
Ladungstr¨
agerkonzentration (im Inset der jeweiligen Graphen dargestellt) in den jeweili-
gen Quantenfilmen integriert wurde. Die Daten aus Abb. 30a zeigen, dass die L¨
ocher in
den Mehrfachquantenfilm-LEDs sehr ungleichm¨
aßig ¨
uber die Quantenfilme verteilt sind.
Nur in den ersten beiden Quantenfilmen (von der p-Seite aus gesehen) ist eine merkli-
che Ansammlung von L¨
ochern festzustellen. Daher tragen auch nur diese beiden Quan-
tenfilme haupts¨
achlich zur strahlenden Rekombination bei. Dieses Ph¨
anomen der asym-
metrischen Ladungstr¨
agerverteilung ¨
uber die einzelnen Quantenfilme ist auch in guter
¨
Ubereinstimmung mit Ver¨
offentlichungen von David et al. [aMGKG+08] und Zhu et al.
[ZNS+10], welche die Ladungstr¨
agerverteilung in nitridbasierten blauen Lichtemittern un-
tersucht haben. Neben der asymmetrischen Ladungstr¨
agerverteilung konnte außerdem be-
obachtet werden, dass sich die L¨
ocher- und die Elektronenkonzentration in den ersten bei-
den Quantenfilmen (von der p-Seite aus gesehen) f¨
ur alle untersuchten Mehrfachquanten-
film-LEDs nicht merklich unterscheiden. Diese spezielle Ladungstr¨
agerverteilung resultiert
damit in einer ¨
ahnlichen strahlenden Rekombinationsrate, was die nahezu gleiche Licht-
leistung aller untersuchten Mehrfachquantenfilm-LEDs erkl¨
art.
F¨
ur die Einfachquantenfilm-LED zeigen die Simulation hingegen eine etwas h¨
ohere Elektro-
nen- und L¨
ocherkonzentration im ersten Quantenfilm. Da in diesem Fall alle Ladungstr¨
ager
in nur einem Quantenfilm lokalisiert sind, sollte diese Probe laut den Simulationen eine ca.
30 % h¨
ohere strahlende Rekombinationsrate aufweisen als die Mehrfachquantenfilm-LEDs.
Dieses therorische Ergebnis kann allerdings nicht mit den Messungen in Einklang gebracht
werden. Eine m¨
ogliche Erkl¨
arung f¨
ur diese Abweichung ist ein durch die sehr schmale aktive
Zone verursachtes Auftreten von Elektronen- bzw. L¨
ocherleckstr¨
omen. Dabei k¨
onnen Elek-
tronen bzw. L¨
ocher die Barrieren der aktiven Zone ¨
uberwinden und in den p- bzw. n-dotier-
ten Bereich der LED vordringen. Durch diese Rekombination außerhalb der aktiven Zone
reduziert sich die Emission aus dem Quantenfilm. Diese Vermutung kann durch einen Ver-
gleich der Emissionsspektren (siehe Abb. 28) best¨
arkt werden. So zeigt das Spektrum der
Einfachquantenfilm-LED im Vergleich mit den Spektren der Mehrfachquantenfilm-LEDs
deutlich ausgepr¨
agtere Schultern neben dem Hauptpeak sowie eine deutlich h¨
ohere Defekt-
lumineszenz im Emissionswellenl¨
angenbereich von 350 nm bis 550 nm. Dies ist ein klarer
Indiz f¨
ur das Vorhandensein von st¨
arkeren Leckstr¨
omen in den Einfachquantenfilm-LEDs.
Zusammenfassend kann also festgestellt werden, dass die Verwendung von Mehrfachquan-
tenfilm-LEDs mit mehr als drei Quantenfilmen nicht n¨
otig ist. Bei der Verwendung von
Einfachquantenfilm-LEDs besteht hingegen aufgrund der sehr schmalen aktiven Zone die
Gefahr von Leckstr¨
omen. Diese f¨
uhren zu einem ”unsauberen“ Emissionsspektrum (mit
Nebenlumineszenz) und zu einer Einbuße bei der Effizienz der LED. Eine Reduzierung der
Leckstr¨
ome ist allerdings auch mit einer geeigneten Wahl der Quantenfilmbarrieren und
50
5.2 Einfluss der aktiven Zone
(a) L¨
ocherkonzentration
(b) Elektronenkonzentration
Abbildung 30: Simulierte Elektronen- und L¨
ocherkonzentrationen in der aktiven Zone f¨
ur
eine 316 nm Einfachquantenfilm-LED und Mehrfachquantenfilm-LEDs mit drei, f¨
unf und sie-
ben Quantenfilmen. (a) L¨
ocherkonzentration je Quantenfilm bei 200 A/cm2. (b) Elektronen-
konzentration je Quantenfilm bei 200 A/cm2. Die Simulation erfolgte f¨
ur eine Temperatur
von 300 K.
51
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
der Elektronen- bzw. L¨
ochersperrschichten m¨
oglich, auf deren Opimierung im folgenden
Unterkapitel n¨
aher eingegangen wird.
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
Um die interne Quanteneffizienz von UV-LEDs weiter zu erh¨
ohen, spielt neben der Re-
duzierung der Defektdichte und der Optimierung der aktiven Zone auch die Ladungs-
tr¨
agerinjektion eine entscheidende Rolle. Das Ziel dabei ist, eine LED-Heterostruktur zu
entwerfen, welche eine nahezu einhundertprozentige Injektion der Ladungstr¨
ager in die ak-
tive Zone bzw. in die Quantenfilme der LED zul¨
asst. Dabei sind Elektronensperrschichten
unerl¨
asslich. Sie sorgen f¨
ur eine zus¨
atzliche Potentialbarriere im Leitungsband, welche den
Fluss der Elektronen in das p-dotierte Gebiet der LED und damit eine Rekombination
der Ladungstr¨
ager außerhalb der aktiven Zone reduziert bzw. verhindert. Dies erh¨
oht die
strahlende Rekombination der Elektronen und L¨
ocher in der aktiven Zone, was die Effi-
zienz der LEDs deutlich erh¨
oht. Dabei ist zu beachten, dass die Elektronensperrschicht
so hergestellt wird (z.B. durch eine optimale Kombination von Aluminiumkonzentration
und p-Dotierung der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht), dass f¨
ur die L¨
ocher keine oder
nur eine sehr geringe Potentialbarriere im Valenzband entsteht, um deren Injektion in die
aktive Zone sicher zu stellen. Schematisch ist dies in Abb. 31 dargestellt.
In diesem Unterkapitel soll daher durch die Variation der Aluminiumkonzentration in
der Elektronensperrschicht, der Elektronensperrschichtdotierung und der Integration ei-
ner Zwischenschicht mit hohem Aluminiumanteil zwischen letzter Quantenfilmbarriere und
Elektronensperrschicht die Ladungstr¨
agerinjektion in 320 nm LEDs n¨
aher untersucht wer-
den, da dies f¨
ur LEDs dieser Emissionswellenl¨
ange noch nicht im Detail geschehen ist.
Abbildung 31: Schematische Darstellung
der Bandstruktur eines pn-¨
Ubergangs (Ein-
fachquantenfilm) mit Elektronensperrschicht
(ohne Maßstab). In rot und blau sind die
L¨
ocher- bzw. Elektronenstr¨
ome eingezeichnet.
52
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
5.3.1 Aluminiumkonzentration der Elektronensperrschicht
Eine M¨
oglichkeit, den Bandoffset der Elektronensperrschicht im Leitungs- und Valenzband
zu beeinflussen und damit die Effizienz von UV-LEDs zu steigern, ist die Variation der
Aluminiumkonzentration in der Elektronensperrschicht. In der Literatur sind sehr unter-
schiedliche Werte f¨
ur den Aluminiumgehalt der Elektronensperrschicht f¨
ur LEDs mit einer
Emissionswellenl¨
ange um 320 nm zu finden. So liegt der Aluminiumanteil in der Elektro-
nensperrschicht nach Kneissl et al. [KYT+06] f¨
ur eine 330 nm LED bei 40 %. F¨
ur 322 nm bis
325 nm LEDs wurden Werte von 30 % bis 42 % berichtet [KKAT06; CSM+02; CZA+03].
Der Aluminiumanteil in der Elektronensperrschicht f¨
ur noch k¨
urzerwelligere LEDs mit
einer Emissionswellenl¨
ange von 310 nm liegt hingegen nach Lee et al. [LPW+09] schon
bei 55 %, wobei auch die Dotierung der Elektronensperrschicht einen großen Einfluss auf
die Funktionalit¨
at der Elektronensperrschicht und damit auf deren optimale Aluminium-
konzenztration hat, was sp¨
ater in Kapitel 5.3.2 gezeigt werden wird. Eine systematische
Untersuchung des Einflusses der Aluminiumkonzentration auf die Ladungstr¨
agerinjektion
bzw. Effizienz von UV-LEDs mit einer Eimissionswellenl¨
ange um 320 nm ist in der Lite-
ratur noch nicht zu finden, so dass dies in diesem Abschitt der Arbeit nachgeholt werden
soll.
Um den Einfluss der Aluminiumkonzentration in der Elektronensperrschicht auf die Emis-
sionscharakteristika von 320 nm LEDs zu untersuchen, wurden f¨
unf LEDs mit unterschied-
lichen Elektronensperrschichten hergestellt25. Die untersuchten LED-Strukturen bestan-
den dabei aus einem Saphir/AlN-Template [RBK+08; BPH+08] gefolgt von einem 150 nm
AlN/GaN-¨
Ubergitter, einer 800 nm Al0,35Ga0,65N-Schicht gefolgt von einer 6,26 µm dicken
Silizium dotierten Kontaktschicht, welche aus einer 5,6 µm dicken Al0,35Ga0,65N-Schicht
und einem 660 nm dickem Al0,30Ga0,70N/Al0,40Ga0,60N-¨
Ubergitter bestand. Nach dieser
Kontaktschicht wurde die aktive Zone, bestehend aus drei 2 nm dicken InAlGaN-Quanten-
filmen f¨
ur eine Emissionswellenl¨
ange von 320 nm (ca. 22 % Aluminium, bei sehr geringem
Indiumanteil) abgeschieden. Als Quantenfilmbarrieren fanden ebenfalls InAlGaN-Schichten
mit einer Aluminiumkonzentration von etwa 30 % Verwendung (Indiumanteil wie im Quan-
tenfilm). Anschließend wurde eine 20 nm dicke, mit Magnesium dotierte AlGaN-Elektro-
nensperrschicht gewachsen, deren Aluminiumanteil bei den verschiedenen LED-Strukturen
zwischen 37 % und 48 % varriierte. Den Abschluss der LED bildete ein 250 nm dickes p-
dotiertes Al0,12Ga0,88N/GaN-¨
Ubergitter gefolgt von einer 60 nm dicken GaN:Mg-Kontakt-
schicht. Die Ermittlung der verschiedenen Aluminiumkonzentrationen in der Elektronen-
sperrschicht erfolgte dabei mittels hochaufl¨
osenden R¨
ontgenmessungen und Transmissions-
messungen an Kalibrierungsproben.
In Abb. 32 sind typische normierte Emissionsspektren (halblogarithmisch aufgetragen) von
320 nm LEDs mit unterschiedlichen AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten bei einem Injek-
tionsstrom von 20 mA und 50 mA dargestellt. Dabei ist f¨
ur alle LEDs eine dominante Quan-
25Das Wachstum erfolgte an der TU Berlin von J. Stellmach und F. Mehnke. Die Prozessierung dieser
Probenserie erfolgte am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik durch Dr.
S. Einfeldt.
53
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
(a) 20 mA (b) 50 mA
Abbildung 32: Typische normierte Emissionsspektren (halblogarithmisch aufgetragen) von
320 nm LEDs mit unterschiedlichen AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten bei einem Injekti-
onsstrom (cw) von (a) 20 mA (200 Acm−2) und (b) 50 mA. Variiert wurde der Aluminiuman-
teil der Elektronensperrschicht zwischen 37 % und 48 %. Die Messung erfolgte bei Raumtem-
peratur.
tenfilmlumineszenz zwischen 321 nm und 326 nm zu beobachten. Die geringf¨
ugigen Abwei-
chungen in der Emissionswellenl¨
ange k¨
onnen dabei durch Wachstumsvariationen erkl¨
art
werden. Auf der niederenergetischen Seite des Hauptpeaks ist ein weiterer, aber deutlich
schw¨
acherer Emsissionspeak zwischen ca. 345 nm und 410 nm zu erkennen. Er kommt durch
Elektronenleckstr¨
ome und der damit verbundenden Rekombination von Elektronen und
L¨
ochern in dem p-dotiertem ¨
Ubergitter, sowie durch die Rekombinaton von Ladungstr¨
agern
an tiefen Zust¨
anden in der p-dotierten Seite der LEDs zustande (siehe auch Kapitel 5.2.1).
Beim Vergleich der Emissionsspektren bei einem Injektionsstrom von 20 mA bzw. 50 mA
ist eine deutliche Reduzierung der Nebenlumineszenz mit zunehmendem Injektionsstrom
f¨
ur alle LED-Strukturen zu beobachten. Dies legt nahe, dass mit einem zunehmenden In-
jektionsstrom die Injektionseffizienz der Ladungstr¨
ager in die aktive Zone deutlich steigt.
Erkl¨
arbar ist dies z.B. mit einer zunehmenden Selbsterw¨
armung der LEDs oder mit ei-
ner spannungsbedingten Potential¨
anderung in den LEDs, so dass die L¨
ocherinjektion mit
zunehmenden Injektionsstrom deutlich steigt. Vergleicht man die Emissionsspektren bei
einem festen Injektionsstrom, so ist in beiden F¨
allen eine sinkende Nebenlumineszenz mit
steigenden Aluminiumanteil in der Elektronensperrschicht zu beobachten. Nur f¨
ur die LED
mit den 48 % Aluminium in der Elektronensperrschicht ist wieder eine Zunahme der Neben-
lumineszenz zu beobachten. Dies l¨
asst den Schluss zu, dass die L¨
ocherinjektion in die aktive
Zone durch die steigende Potentialbarriere im Valenzband mit steigenden Aluminiumanteil
der Elektronensperrschicht wieder abnimmt. Somit kann als Optimum f¨
ur die Elektronen-
sperrschicht einer 320 nm LED eine AlGaN:Mg-Schicht mit einer Aluminiumkonzentrati-
on von ca. 45 % bestimmt werden. Bei dieser Aluminiumkonzenztration sollte der beste
54
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
Abbildung 33: Durchschnittliche Lichtleis-
tung bei 20 mA (cw) als Funktion des Alumi-
niumgehalts der AlGaN:Mg-Elektronensperr-
schicht (EBL) f¨
ur 320 nm LEDs. Die rote Kur-
ve gibt den tendenziellen Verlauf wieder. Die
Messung erfolgte bei Raumtemperatur.
Kompromiss zwischen einer effektiven Unterdr¨
uckung des Elektronenleckstroms und ei-
ner gleichzeitig m¨
oglichst ungehinderter L¨
ocherinjektion in die aktive Zone gew¨
ahrleistet
sein. Dies ist ebenfalls im Emissionssprektrum dieser LED-Struktur zu erkennnen. So ist
bei dieser LED bei einem Injektionsstrom von 50 mA keine Nebenlumineszenz mehr mess-
bar. Somit sollte diese LED aufgrund der optimierten Ladungstr¨
agerinjektion die h¨
ochste
Lichtleistung aufweisen.
Abbildung 33 zeigt die durchschnittliche Lichtleistung bei 20 mA als Funktion der Alumi-
niumkonzentration in der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht f¨
ur 320 nm LEDs. Dabei ist
ein klares Leistungsmaximum f¨
ur LEDs mit einer Aluminiumkonzentration zwischen 42 %
und 45 % in der Elektronensperrschicht zu erkennen. F¨
ur gr¨
oßere und kleinere Alumini-
umkonzentrationen f¨
allt die Lichtleistung hingegen stark ab. Sie reduziert sich von 62 µW
im Maximum um rund 60 % auf 25 µW bzw. um rund 68 % auf 20 µW f¨
ur die LED mit
den 37 % bzw. 48 % Aluminium in der Elektronensperrschicht. Damit konnte die h¨
ochste
Lichtleistung auch f¨
ur die LED mit der geringsten Nebenlumineszenz beobachtet werden,
was die im vorherigen Abschnitt beschriebene optimierte Ladungstr¨
agerinjektion (bester
Kompromiss zwischen Reduzierung des Elektronenleckstoms und der L¨
ocherinjektion in
die aktive Zone) f¨
ur die LED mit den ca. 45 % Aluminium in der Elektronensperrschicht
best¨
atigt.
Um die Effekte der Ladungstr¨
agerinjektion auf die Effizienz von 320 nm LEDs mit unter-
schiedlichen Elektronensperrschichten n¨
aher zu untersuchen, wurde die Ladungstr¨
agerin-
jektion in die aktive Zone simuliert (siehe auch Kapitel 5.2.1). Zus¨
atzlich zu diesem Modell
bestand durch ein Softwareupdate jedoch die M¨
oglichkeit, quantenmechanische Transport-
effekte wie z.B. das thermisch assistierte Tunneln von Ladungstr¨
agern zu ber¨
ucksichtigen,
was gerade bei sehr d¨
unnen Schichten einen großen Einfluss haben kann.
In Abb. 34 sind die simulierte Intensit¨
at und die simulierten Ladungstr¨
agerkonzentrationen
in der aktiven Zone von 320 nm LEDs mit unterschiedlichen AlGaN:Mg-Elektronensperr-
schichten dargestellt. Dabei ist beim Vergleich der Elektrolumineszenzmessungen (Abb. 33)
mit der simulierten Intensit¨
at (Abb. 34a) eine sehr gute ¨
Ubereinstimmung des tendenziel-
55
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
(a) Intensit¨
at in relativen Einheiten (b) Ladungstr¨
agerkonzentartion in aktiver Zone
Abbildung 34: Simulierte (a) Intensit¨
at und (b) Ladungstr¨
agerkonzentration in der aktiven
Zone von 320 nm LEDs mit unterschiedlichen AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten (EBL).
Variiert wurde der Aluminiumanteil zwischen 37 % und 48 %. Die Simulation erfolgte f¨
ur
300 K und einer Stromdichte von 200 Acm−2.
len Verlaufs zu finden. In beiden F¨
allen konnte die gr¨
oßte Lichtleistung f¨
ur eine LED mit ca.
45 % Aluminium in der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht beobachtet werden. Beim Ver-
gleich der absoluten Werte unterscheiden sich jedoch die Simulationen und Messungen von
einander. So ist in den Simulationen ein deutlich geringerer Abfall der Lichtleistung beid-
seitig des Maximums zu erkennen. Diese Abweichungen k¨
onnen z.B. durch die idealisierten
Annahmen im Simulationsmodell erkl¨
art werden. Dabei wurde u.a. eine konstante Magne-
siumdotierungskonzentration in allen Elektronensperrschichten angenommen, unabh¨
angig
von der Aluminiumkonzentration dieser Schicht, was in realen Bauelementen nicht der Fall
sein wird.
Abbildung 34b zeigt die Elektronen- und L¨
ocherkonzentration in der aktiven Zone f¨
ur
320 nm LEDs mit variierender Aluminiumkonzentration in der AlGaN:Mg-Elektronen-
sperrschicht. Dabei ist aufgrund der deutlichen Reduzierung der Elektronenleckstr¨
ome eine
stetig zunehmende Elektronenkonzentration in der aktiven Zone mit steigenden Alumini-
umanteil in der Elektronensperrschicht zu beobachten. So betr¨
agt die Schichtelektronen-
konzentration bei einer Stromdichte von 200 Acm−2f¨
ur die LED mit 37 % Aluminium in
der Elektronensperrschicht 1,09·1012 cm−2und steigt f¨
ur die LED mit den 48 % Alumini-
um in der Elektronensperrschicht auf 1,79·1012 cm−2an. Die L¨
ocherkonzentration in der
aktiven Zone hingegen nimmt mit zunehmender Aluminiumkonzentration in der Elektro-
nensperrschicht, bedingt durch die Reduzierung der Elektronenleckstr¨
ome und die dadurch
geringere Rekombination der Ladungstr¨
ager in den p-dotierten Schichten, erst etwas zu.
F¨
ur Aluminiumkonzentrationen ¨
uber 40 % allerdings ist ein Abfall der L¨
ocherkonzentration
zu beobachten. Dieser Abfall kommt durch eine mit zunehmender Aluminiumkonzentrati-
on in der Elektronensperrschicht steigende Potentialbarriere f¨
ur die L¨
ocher im Valenzband
56
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
zustande, durch die die L¨
ocherinjektion in die aktive Zone verringert wird. So steigt diese
Potentialbarriere nach den Simulationen (f¨
ur 200 Acm−2) von 260 meV f¨
ur die LEDs mit
den 37 % Aluminium in der Elektronensperrschicht auf 290 meV f¨
ur die LEDs mit den 48 %
Aluminium in der Elektronensperrschicht an.
F¨
ur effektive UV-LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von 320 nm muss somit der beste
Kompromiss zwischen einer effektiven Reduzierung der Elektronenleckstr¨
ome und einer
guten L¨
ocherinjektion in die aktive Zone gefunden werden. Sowohl unsere Messungen als
auch unsere Simulationen zeigen, dass dieser Kompromiss in einer AlGaN:Mg-Elektronen-
sperrschicht mit ca. 45 % Aluminum zu sehen ist. Allerdings spielt z.B. die Dotierung dieser
Schicht auch eine entscheidende Rolle, so dass die optimale Aluminiumkonzentration bei
unterschiedlichen ”Rahmenbedingungen“ durchaus variieren kann.
5.3.2 Dotierung der Elektronensperrschicht
Neben der Aluminiumkonzentration der mit Magnesium dotierten AlGaN-Elektronensperr-
schicht kommt es auch auf deren Dotierung an. Diese spielt f¨
ur die Ladungstr¨
agerinjektion
in die aktive Zone eine wichtige Rolle, da aus einer zunehmenden p-Dotierung eine Verschie-
bung des Ferminieveaus in der Elektronensperrschicht resultiert. Damit wird eine asym-
metrische Potentialbarriere ausgebildet, die im Idealfall hoch f¨
ur die Elektronen und sehr
niedrig f¨
ur die L¨
ocher sein sollte. F¨
ur eine zu geringe p-Dotierung der Elektronensperr-
schicht wird allerdings im Leitungsband keine ausreichende Potentialbarriere f¨
ur die Elek-
tronen ausgebildet, was zu starken Elektronenleckstr¨
omen f¨
uhren kann. Außerdem entsteht
in diesem Fall im Valenzband eine betr¨
achtliche Potentialbarriere f¨
ur die L¨
ocher, welche
die L¨
ocherinjektion in die aktive Zone sehr reduzieren kann. F¨
ur zu hohe Dotierungskon-
zentrationen hingegen treten Selbstkompensationseffekte auf, welche die Akzeptor- und
L¨
ocherkonzentation ebenfalls stark absenken k¨
onnen [Kus11; TTP+03]. Untersuchungen
von Tu et al. [TTP+03] an 400 nm LEDs haben gezeigt, dass mit zu niedrigen oder zu ho-
hen Cp2Mg-Fl¨
ussen in der AlGaN-Elektronensperrschicht die Effizienz der LEDs reduziert
wird. In diesem Abschnitt soll daher der Einfluss des Cp2Mg-Flusses beim Wachstum, d.h.
der Magnesiumkonzentration in der Elektronensperrschicht, auf die Effizienz von 320 nm
LEDs untersucht werden.
Dazu wurden Proben mit f¨
unf verschiedenen Cp2Mg-Fl¨
ussen beim Wachstum der Elek-
tronensperrschicht untersucht26. Die LED-Struktur war dabei so wie im vorherigen Ab-
schnitt beschrieben aufgebaut. Die Elektronensperrschicht f¨
ur diese Probenserie bestand
dabei jedoch aus einer 20 nm dicken mit Magnesium dotierten AlGaN-Schicht mit einer
Aluminiumkonzentration von ca. 48 %. Der Cp2Mg-Fluss beim Wachstum der Elektronen-
sperrschicht wurde zwischen 50 sccm und 200 sccm variiert, um deren Magnesiumkonzen-
tration zu variiren. Dabei wurde der Fluss der Gruppe-III-Elemente konstant gehalten.
Da beim Wachstum der Probenserie das LED-Template gewechselt werden musste und
26Das Wachstum der LEDs erfolgte an der TU Berlin von J. Stellmach und F. Mehnke.
57
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
(a) LEDs auf Template 1 (b) LEDs auf Template 2
Abbildung 35: Typische normierte Emissionsspektren (halblogarithmisch aufgetragen) von
320 nm LEDs mit unterschiedlichem Cp2Mg-Fluss beim Wachstum der AlGaN:Mg-Elektro-
nensperrschicht. Das Wachstum erfolgte auf zwei verschiedenen Templates. Variiert wurde
der Cp2Mg-Fluss zwischen 50 sccm und 200 sccm. Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur
und einem Injektionsstrom von 20 mA (cw).
das Template bzw. dessen Defektdichte einen großen Einfluss auf die Effizienz der UV-
LEDs hat (siehe Kapitel 5.1), wurde die LED mit einem Cp2Mg-Fluss von 100 sccm auf
beiden Templates gewachsen. Somit ist ein Vergleich der beiden Unterserien (Template 1:
50 sccm (II/III-Verh¨
altnis: 0,015), 75 sccm (II/III-Verh¨
altnis: 0,0226) und 100 sccm (II/III-
Verh¨
altnis: 0,0301); Template 2: 100 sccm (II/III-Verh¨
altnis: 0,0301), 150 sccm (II/III-
Verh¨
altnis: 0,0451) und 200 sccm (II/III-Verh¨
altnis: 0,0602)) unter Einbeziehung dieses
Referenzpunktes m¨
oglich.
In Abb. 35 sind typische normierte Emissionsspektren (halblogarithmisch aufgetragen) von
320 nm LEDs mit unterschiedlichem Cp2Mg-Fluss beim Wachstum der AlGaN:Mg-Elektro-
nensperrschicht dargestellt27. Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur und einem kon-
tinuierlichen Injektionsstrom von 20 mA. Alle LEDs zeigten eine Quantenfilmlumineszenz
zwischen 315 nm und 322 nm. Auf der niederenergetischen Seite dieses Peaks ist eine je
nach Cp2Mg-Fluss sehr ausgepr¨
agte oder nur sehr geringe Nebenlumineszenz zu beob-
achten, welche wie in Kapitel 5.2.1 genauer beschrieben durch Elektronenleckstr¨
ome in der
p-dotierten Seite der LEDs zustande kommt. Beim Vergleich der sechs Elektrolumineszenz-
spektren ist dabei ein klarer Trend zu beobachten. Mit steigendem Cp2Mg-Fluss nimmt
die Nebenlumineszenz stetig ab, bis f¨
ur einen Cp2Mg-Fluss von 100 sccm ein Minimum er-
reicht ist. Eine weitere Erh¨
ohung dieses Flusses f¨
uhrt hingegen wieder zu einem deutlichen
27Eine Bestimmung der Magnesiumkonzentration war nicht m¨
oglich, da die Schichten zu d¨
unn wa-
ren, keine Sekund¨
arionenmassenspektrometriestandards f¨
ur AlGaN vorhanden waren und Kapazit¨
at-
Spannungsmessungen nicht m¨
oglich waren.
58
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
Abbildung 36: Maximale Lichtleistung bei
100 mA (cw) von 320 nm LEDs mit un-
terschiedlichem Cp2Mg-Fluss beim Wachs-
tum der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht.
Das Wachstum erfolgte auf zwei verschiede-
nen Templates, so dass nur die LEDs auf
den jeweilig gleichen Templates vergleichbar
sind. Die roten Kurven geben den tendenziel-
len Verlauf wieder. Die Messung erfolgte bei
Raumtemperatur.
Anstieg der Nebenlumineszenz. Somit liegen f¨
ur die LEDs mit einem Cp2Mg-Fluss von
100 sccm die geringsten Elektronenleckst¨
ome vor, so dass die Injektionseffizienz und damit
die Lichtleistung dieser LEDs am gr¨
oßten sein sollte.
Dies best¨
atigt sich auch bei der Messung der Lichtleistung dieser LEDs. In Abb. 36 ist die
maximale Lichtleistung bei 100 mA von 320 nm LEDs mit unterschiedlichem Cp2Mg-Fluss
beim Wachstum der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht dargestellt. Das Wachstum erfolg-
te dabei (wie oben schon erw¨
ahnt) auf zwei verschiedenen Templates, so dass nur die LEDs
auf den jeweilig gleichen Templates vergleichbar sind. Dabei kann die Zu- und Abnahme
der gemessenen Lichtleistung klar zum Verlauf des Verh¨
altnisses zwischen Quantenfilmlu-
mineszenz und p-Seitenlumineszenz korreliert werden. So konnte die h¨
ochste Lichtleistung
f¨
ur die LED mit einem Cp2Mg-Fluss von 100 sccm beobachtet werden, bei der in den Emis-
sionsspektren nur eine sehr geringe Nebenlumineszenz auftrat. F¨
ur kleinere oder gr¨
oßere
Flussraten, bei denen eine starke Zunahme der p-Seiten Lumineszenz beobachtet wurde,
konnte eine sehr starke Reduzierung der Lichtleistung festgestellt werden. So reduziert sich
die Lichtleistung f¨
ur die LEDs auf dem Template 1 von 90 µW auf 31 µW bzw. 16 µW f¨
ur
eine Reduzierung des Cp2Mg-Flusses von 100 sccm auf 75 sccm bzw. 50 sccm. Auf Tem-
plate 2 nimmt die Lichtleistung von 185 µW um rund 57 % auf 79 µW bei einer Erh¨
ohung
der Cp2Mg-Flussrate von 100 sccm auf 150 sccm ab. F¨
ur eine noch h¨
ohere Flussrate von
200 sccm konnte keine dominante Quantenfilmlumineszenz mehr festgestellt werden, so dass
eine Messung der Lichtleistung dieser LED nicht m¨
oglich war.
Dieses Verhalten ist auf zwei unterschiedliche Effekte zur¨
uck zu f¨
uhren. Zum einen wird
mit einem steigendem Cp2Mg-Fluss die Magnesiumdotierung in der Elektronensperrschicht
erh¨
oht. Dies f¨
uhrt aufgrund der Verschiebung des Ferminieveaus zu einer zunehmenden
Potentialbarriere im Leitungsband f¨
ur die Elektronen bzw. zu einer abnehmenden Poten-
tialbarrier f¨
ur die L¨
ocher im Valenzband, so dass die Elektronenleckstr¨
ome mit zunehmen-
der Magnesiumdotierung deutlich reduziert werden k¨
onnen und dadurch die Elektronen-
und L¨
ocherinjektion in die aktive Zone deutlich steigt. Dies ist in Abb. 37 dargestellt.
59
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
(a) Elektronenstrom (b) Injektionseffizienz
Abbildung 37: Simulierter (a) Elektronenstrom und (b) simulierte Injektionseffizienz von
320 nm LEDs mit unterschiedlich dotierten AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten (EBL). Va-
riiert wurde die Magnesiumdotierung zwischen 1·1018 cm−3und 1·1020 cm−3. Die Simulation
erfolgte f¨
ur 300 K und einer Stromdichte von 200 Acm−2.
Dort wurde die Ladungstr¨
agerinjektion in die aktive Zone f¨
ur verschiedenen Magnesium-
konzentrationen in der Elektronensperrschicht simuliert28. In Abb. 37a ist der simulierte
Elektronenstrom als Funktion des Ortes aufgetragen. Dabei ist nach der aktiven Zone
ein erheblicher Elektronenleckstrom f¨
ur niedrige Magnesiumdotierungen zu beobachten,
welcher sich mit steigender Dotierung deutlich reduziert. Dies macht sich auch in der
simulierten Injektionseffizienz bemerkbar, welche in Abb. 37b dargestellt ist. Dort ist ei-
ne Zunahme der Injektionseffizienz von rund 27 % auf rund 99 % f¨
ur eine Zunahme der
Magnesiumkonzenztration in der Elektronensperrschicht von 1·1018 cm−3auf 1·1020 cm−3
zu beobachten. Dies f¨
uhrt zu einer deutlichen Zunahme der Quantenfilmlumineszenz bei
gleichzeitig deutlicher Abnahme der Nebenlumineszenz, wie in Abb. 38 deutlich zu erken-
nen ist. Dort sind die simulierten Eimissionsspektren von 320 nm LEDs mit unterschiedlich
dotierten AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten dargestellt.
Vergleicht man diese simulierten Emissionsspektren mit den gemessenen Emissionsspek-
tren aus Abb. 35, so ist f¨
ur kleine Cp2Mg-Fl¨
usse eine gute ¨
Ubereinstimmung festzustellen.
Mit steigendem Cp2Mg-Fluss, also steigender Magnesiumdotierung in der Elektronensperr-
schicht, wird in beiden F¨
allen das Verh¨
altnis zwischen Quantenfilmlumineszenz und Ne-
benlumineszenz gr¨
oßer. F¨
ur Cp2Mg-Flussraten ¨
uber 100 sccm hingegen (also hohe Magne-
siumkonzentrationen) steigt in den gemessenen Spektren die p-Seitenlumineszenz wieder
stark an, was in den Simulationen nicht beobachtet werden kann. Dies liegt an Selbstkom-
pensationseffekten, welche bei hoch dotierten GaN-basierten Schichten auftreten k¨
onnen
und in der Simulationssoftware nicht ber¨
ucksichtig sind.
28Simulationsmodell und Randbedingungen siehe vorheriges Unterkapitel, sowie Kapitel 3.
60
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
Abbildung 38: Simulierte Emissionsspek-
tren von 320 nm LEDs mit unterschiedlich do-
tierten AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten.
Variiert wurde die Magnesiumdotierung zwi-
schen 1·1018 cm−3und 5·1019 cm−3. Die Simu-
lation erfolgte f¨
ur 300 K und einer Stromdich-
te von 200 Acm−2.
Durch diese Selbstkompensationseffekte nimmt die L¨
ocherkonzentration ab einer bestimm-
ten Magnesiumdotierung in den GaN-basierten Schichten wieder stark ab [Kus11]. Als Ur-
sache kann die begrenzte L¨
oslichkeit von Magnesium in den GaN-basierten Schichten ange-
sehen werden. Bei der ¨
Uberschreitung eines kritischen Wertes tritt dabei eine Bildung von
Mg3N2-Komplexen auf, bei der die Magnesiumatome nicht auf einem Galliumgitterplatz
eingebaut werden, sondern auf einem Stickstoff- oder Zwischengitterplatz [Kus11; LVD+02].
An dieser Stelle fungiert dieses Magnesiumatom jedoch als Donator (anstatt wie gew¨
unscht
als Akzeptor) [LVD+02], so dass die p-Leitf¨
ahigkeit sinkt. Weitere Informationen zu diesem
Thema sind z.B. ausf¨
uhrlich in Ref. [Kus11] zu finden.
Somit konnte in diesem Unterkapitel gezeigt werden, dass die optimale Cp2Mg-Flussrate
f¨
ur die an der TU-Berlin benutzte ”Thomas Swan CCS“ MOVPE-Anlage f¨
ur die Magne-
siumdotierung in der Elektronensperrschicht im mittleren einstellbaren Bereich bei etwa
100 sccm liegt. F¨
ur diese Fl¨
usse weisen die 320 nm LEDs die h¨
ochste Lichtleistung und die
geringste Nebenlumineszenz im Emissionsspektrum auf. Dabei muss aber beachtet werden,
dass die optimale Cp2Mg-Flussrate auch von den ¨
ubrigen Wachstumsbedingungen, wie z.B.
dem Reaktordruck und -design oder der Wachstumstemperatur abh¨
angig ist, so dass f¨
ur
andere Randbedingungen unter Umst¨
anden andere optimale Flussraten existieren.
5.3.3 Integration einer Zwischenschicht
Durch eine optimale Kombination der Aluminium- und Magnesiumkonzentration in der
AlGaN-Elektronensperrschicht ist es m¨
oglich, effektive UV-LEDs mit einer Emissions-
wellenl¨
ange um 320 nm herzustellen. Hat man allerdings Probleme hoch dotiertes Al-
GaN:Mg zu wachsen, oder will man UV-LEDs mit sehr kurzen Emissionswellenl¨
angen
unter 260 nm herstellen, bei denen Elektronensperrschichten mit Aluminiumkonzentratio-
nen ¨
uber 80 % ben¨
otigt werden (deren Dotierung sehr schwierig ist, siehe Kapitel 2), so
kann die Verwendung einer sehr d¨
unnen AlGaN- (mit sehr hohem Aluminiumanteil) oder
AlN-Zwischenschicht zwischen letzter Quantenfilmbarriere und der Elektronensperrschicht
61
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Abbildung 39: Schematische Darstellung
der Bandstruktur eines pn-¨
Ubergangs (Ein-
fachquantenfilm) mit Zwischen- und Elektro-
nensperrschicht (ohne Maßstab). In rot und
blau sind die L¨
ocher- bzw. Elektronenstr¨
ome
eingezeichnet.
bzw. p-dotierten Seite der LED sinnvoll sein, um Elektronenleckstr¨
ome erfolgreich zu un-
terdr¨
ucken und somit die Effizienz der LED zu erh¨
ohen.
Schematisch ist dies in Abb. 39 dargestellt. Dabei entsteht durch die Integration einer
solchen Zwischenschicht zwischen der aktiven Zone und der p-dotierten Seite der LED
eine zus¨
atzliche Potentialbarriere, welche den Elektronenleckstrom im Vergleich zu einer
gew¨
ohnlichen Elektronensperrschicht deutlich verringern kann. Dabei ist aber zu beachten,
dass durch diese Zwischenschicht ebenfalls eine Potentialbarriere f¨
ur die L¨
ocher entsteht,
so dass f¨
ur ihre Funktionsf¨
ahigkeit eine optimale Abstimmung zwischen ihrer H¨
ohe (also
Aluminiumkonzentration) und ihrer Dicke stattfinden muss, da bei der Verwendung einer
solchen Zwischenschicht das Tunneln von Ladungstr¨
agern eine entscheidene Rolle spielt.
Erste Vorversuche von Zhang et al. [ZZE+08] und Sumiya et al. [SZZ+08] haben die posi-
tive Wirkung einer solchen Zwischenschicht f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von
264 nm gezeigt. Sie konnten durch die Verwendung einer nominell undotierten 1 nm dicken
AlN-Zwischenschicht eine deutliche Abnahme der Nebenlumineszenz mit gleichzeitiger Zu-
nahme der Quantenfilmlumineszenz zeigen. Jedoch erfolgte bei diesen Untersuchungen kei-
nerlei Variation dieser Zwischenschicht, so dass dies in diesem Unterkapitel durch weitere
experimentelle und simulierte Ergebnisse erg¨
anzt werden soll.
Dazu wurden vier 320 nm LEDs mit unterschiedlich hohen 1 nm dicken AlGaN-Zwisch-
enschichten vor einer Al0,38Ga0,62N-Elektronensperrschicht hergestellt29, deren Alumini-
umanteil dabei zwischen 43 % und 96 % variierte. Die Aluminiumkonzentrationen der Zwi-
schenschicht konnte an Kalibrierungsproben durch hochaufl¨
osende R¨
ontgenmessungen und
Transmissionsmessungen bestimmt werden. Auf eine p-Dotierung der Zwischenschicht wur-
de verzichtet, da eine definierte Dotierung einer so d¨
unnen Schicht nicht m¨
oglich ist. Der
Rest der LED-Struktur war, wie in Kapitel 5.3.1 beschrieben, aufgebaut. Vergleichend da-
zu wurden Heterostruktursimulationen dieser LEDs durchgef¨
uhrt (Annahmen siehe Kapi-
tel 5.3.1). Bei den Simulationen kamen kontinuierlich variierte Aluminiumkonzentrationen
29Das Wachstum der LEDs erfolgte an der TU Berlin durch J. Stellmach und F. Mehnke.
62
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
Abbildung 40: Typische normierte Emis-
sionsspektren (halblogarithmisch aufgetra-
gen) von 320 nm LEDs mit unterschiedli-
chen AlGaN-Zwischenschichten zwischen letz-
ter Quantenfilmbarriere und Elektronensperr-
schicht. Variiert wurde der Aluminiumanteil
der Zwischenschicht zwischen 43 % und 96 %.
Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur
und einem Injektionsstrom von 20 mA (cw).
der Zwischenschicht im Bereich von 50 % bis 100 % Aluminium zum Einsatz. Außerdem
konnte die positive Wirkungsweise einer solchen Zwischenschicht f¨
ur 228 nm LEDs durch
erg¨
anzende Simulationen nachgewiesen werden, da eine praktische Anwendung einer sol-
chen Zwischenschicht eher f¨
ur LEDs im Bereich dieser Emissionswellenl¨
ange vorstellbar
ist.
Abbildung 40 zeigt typische halblogarithmisch aufgetragene, normierte Elektrolumines-
zenzspektren von 320 nm LEDs mit unterschiedlichen nominell undotierten 1 nm dicken
AlGaN-Zwischenschichten zwischen letzter Quantenfilmbarriere und Elektronensperrschicht.
Variiert wurde der Aluminiumanteil der Zwischenschicht zwischen 43 % und 96 %. Die Mes-
sungen erfolgten dabei bei Raumtemperatur und einem Injektionsstrom von 20 mA. F¨
ur alle
LEDs ist eine dominante Quantenfilmlumineszenz zwischen 320 nm und 323 nm zu erken-
nen. Auf der niederenergetischen Seite dieses Quantenfilmpeaks ist auch bei diesen LED-
Strukturen eine Nebenlumineszenz zu erkennen, deren Ursachen bereits in Kapitel 5.2.1
n¨
aher erkl¨
art wurden. Dabei f¨
allt auf, dass die LED-Struktur mit 59 % Aluminium in der
AlGaN-Zwischenschicht die deutlich geringste Nebenlumineszenz zeigt. F¨
ur diese Zwischen-
schicht scheint der Ladungstr¨
agereinschluss und die Ladungstr¨
agerinjektion in die aktive
Zone am besten zu funktionieren, so dass eine Rekombination der Ladungstr¨
ager auf der
p-dotierten Seite der LED deutlich reduziert werden konnte.
In Abb. 41 ist die durchschnittliche Lichtleistung von 320 nm LEDs mit unterschiedli-
chen nominell undotierten 1 nm dicken AlGaN-Zwischenschichten zwischen letzter Quan-
tenfilmbarriere und Elektronensperrschicht als Funktion der Aluminiumkonzentration der
AlGaN-Zwischenschicht dargestellt. Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur und einem
konstanten Injektionsstrom von 60 mA. Dabei ist nur f¨
ur die LEDs mit den 59 % Alumi-
nium in der AlGaN-Zwischenschicht eine deutliche Steigerung der Lichtleistung gegen¨
uber
den LEDs ohne Zwischenschicht erkennbar, deren Lichtleistungsbereich in Abb. 41 eben-
falls als gelber Balken eingezeichnet ist. F¨
ur eine Aluminiumkonzentration kleiner als 59 %
ist die Lichtleistung mit oder ohne Zwischenschicht nahezu identisch, da f¨
ur diesen Fall
durch die fehlende p-Dotierung der Zwischenschicht keine zus¨
atzliche oder nur eine sehr
63
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Abbildung 41: Durchschnittliche Lichtleis-
tung von 320 nm LEDs mit unterschiedli-
chen AlGaN-Zwischenschichten zwischen letz-
ter Quantenfilmbarriere und Elektronensperr-
schicht. Variiert wurde der Aluminiumanteil
der Zwischenschicht zwischen 43 % und 96 %.
Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur
und einem Injektionsstrom von 60 mA (cw).
geringe zus¨
atzliche Potentialbarriere im Leitungsband ausgebildet wird, so dass der Elek-
tronenfluss ins p-dotierte Gebiet der LED nicht effektiv unterdr¨
uckt werden kann. F¨
ur
Aluminiumkonzentrationen gr¨
oßer als 59 % wird hingegen eine geringere Lichtleistung als
ohne Zwischenschicht gemessen. Bei diesen LEDs entsteht im Valenzband eine zus¨
atzliche
Potentialbarriere f¨
ur die L¨
ocher, so dass die L¨
ocherinjektion in die aktive Zone reduziert
wird. Somit zeigt sich in den Elektrolumineszenzmessungen, dass der beste Kompromiss
zwischen einer Reduzierung der Elektronenleckstr¨
ome und der Injektion der L¨
ocher f¨
ur eine
1 nm dicke nominell undotierte AlGaN-Zwischenschicht mit einer Aluminiumkonzentrati-
on um 59 % vorliegt. Dabei muss jedoch beachtet werden, dass der optimale Wert f¨
ur die
Aluminiumkonzenztration in der Zwischenschicht zudem noch stark von der Dicke der Zwi-
schenschicht abh¨
angt, da die Dicke einen starken Einfluss auf die Tunnelwahrscheinlichkeit
der Ladungstr¨
ager hat und das Tunneln der Ladungstr¨
ager bei solch d¨
unnen Schichten
einen großen Einfluss bei den Ladungstr¨
agertransportmechanismen hat.
Um die Ladungstr¨
agerinjektion in die aktive Zone n¨
aher zu untersuchen, wurden zu den
Elektrolumineszenzmessungen erg¨
anzend Simulationen der LED-Heterostruktur durchge-
f¨
uhrt. In Abb. 42 sind dazu der simulierte Elektronenstrom und die simulierte Elektronen-
und L¨
ocherkonzentration in der aktiven Zone f¨
ur LEDs mit einer 1 nm dicken AlGaN-
Zwischenschicht mit einer Aluminiumkonzentration zwischen 50 % und 100 % dargestellt.
Abbildung 42a zeigt, dass f¨
ur eine Zwischenschicht mit einer Aluminiumkonzentration von
80 % die geringsten Elektronenleckstr¨
ome zu beobachten sind. F¨
ur niedrigere und h¨
ohere
Aluminiumkonzentrationen steigen diese hingegen wieder stark an. So ist der Elektronen-
leckstom f¨
ur die LEDs mit den 50 % und 60 % Aluminium in der Zwischenschicht mit rund
81 % bzw. 80 % noch deutlich h¨
oher als ohne diese Zwischenschicht (Elektronenleckstrom:
56 %). Dies liegt daran, dass bei diesen Aluminiumkonzentrationen aufgrund der fehlenden
p-Dotierung keine ausreichende Potentialbarriere im Leitungsband ausgebildet wird (effek-
tive Potentialbarriere: 0 % Aluminium: 272 meV, 50 % Aluminium: 198 meV, 60 % Alumini-
um: 308 meV), jedoch eine solche im Valenzband entsteht (effektive Potentialbarriere: 0 %
Aluminium: 285 meV, 50 % Aluminium: 331 meV, 60 % Aluminium: 345 meV). Dadurch
wird der Elektronenleckstrom nicht deutlich verringert, so dass die Elektronenkonzentra-
64
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
(a) Elektronenstrom (b) Ladungstr¨
agerkonzentration
Abbildung 42: Simulierter (a) Elektronenstrom und (b) simulierte Ladungs-
tr¨
agerkonzentration von 320 nm LEDs mit unterschiedlichen AlGaN-Zwischenschichten.
Variiert wurde der Aluminiumanteil der Zwischenschicht zwischen 50 % und 100 %. Die
Simulation erfolgte f¨
ur 300 K einer Stromdichte von 200 Acm−2.
tion in der aktiven Zone kaum ansteigt. Gleichzeitig wird jedoch die L¨
ocherinjektion und
damit die L¨
ocherkonzentration in die aktive Zone deutlich verringert, wie in Abb. 42b klar
zu erkennen ist. F¨
ur h¨
ohere Aluminiumkonzentrationen nimmt der Elektronenleckstrom je-
doch stark ab, bis f¨
ur eine AlGaN-Zwischenschicht mit 80 % Aluminium ein Minimum von
rund 6 % erreicht ist (effektive Potentialbarriere im Leitungsband: 416 meV). F¨
ur diese LED
kann eine maximale L¨
ocherkonzentration in der aktiven Zone bei gleichzeitig sehr hoher
Elektronenkonzentration in Abb. 42b beobachtet werden, was zu einer hohen strahlenden
Rekombination der Ladungstr¨
ager in der aktiven Zone f¨
uhrt. F¨
ur eine weitere Erh¨
ohung
der Aluminiumkonzentration in der Zwischenschicht kann wieder eine Zunahme des Elek-
tronenleckstromes beobachtet werden, da f¨
ur diese LEDs die L¨
ocherinjektion in die aktive
Zone durch die zunehmende Potentialbarriere im Valenzband (402 meV f¨
ur 100 % Alumi-
nium in der Zwischenschicht) erheblich beeintr¨
atigt wird, so dass die strahlende Rekombi-
nation der Ladungstr¨
ager in der aktiven Zone reduziert wird und somit mehr Elektronen
in die p-dotierte Seite der LED vordringen k¨
onnen.
Dies schl¨
agt sich auch deutlich in den simulierten Emissionsspektren nieder, welche in
Abb. 43 dargestellt sind. So zeigt die LED mit den 80 % Aluminium in der AlGaN-Zwisch-
enschicht die h¨
ochste Quantenfilmlumineszenz bei gleichzeitig geringster p-Seitenlumines-
zenz. F¨
ur niedrigere und h¨
ohere Aluminiumkonzentrationen in der Zwischenschicht nimmt
die Quantenfilmlumineszenz jedoch wieder stark ab, bei gleichzeitig starker Zunahme der
Nebenlumineszenz. F¨
ur die LEDs mit den 50 % bzw. 60 % Aluminium in der Zwischen-
schicht ist die p-Seitenlumineszenz sogar dominant.
Vergleicht man die Elektrolumineszenzmessungen mit den Simulationen, so ergibt sich eine
gleiche Tendenz. In beiden F¨
allen nimmt die Lichtleistung bzw. Effizienz der LED anfangs
65
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Abbildung 43: Simulierte Emissions-
spektren von 320 nm LEDs mit un-
terschiedlichen AlGaN-Zwischenschich-
ten. Variiert wurde der Aluminiumanteil
der Zwischenschicht zwischen 50 % und
100 %. Die Simulation erfolgte f¨
ur 300 K
einer Stromdichte von 200 Acm−2.
mit steigendem Aluminiumanteil in der AlGaN-Zwischenschicht zu, bis sie nach einem Ma-
ximum wieder stark abnimmt. Die Lage des Maximums unterscheidet sich jedoch zwischen
den Messungen und den Simulationen um 20 % in der Aluminiumkonzentration. So zeigten
die Elektrolumineszenzmessungen eine maximale Lichtleistung f¨
ur einen Aluminiumanteil
von ca. 60 %. In den Simulationen lag dieser jedoch bei ca. 80 %. Diese Abweichung kann
z.B. dadurch erkl¨
art werden, dass in den gewachsenen LEDs die Aluminiumkonzentrati-
on der Zwischenschicht bzw. die Zwischenschichtdicke mit einem gewissen Fehler behaf-
tet sind, da diese an Volumenschichten von Kalibrierungsproben bestimmt wurden. Beim
Wachstum der LEDs und speziell bei der Erzeugung dieser extrem d¨
unnen (im Bereich
von 1 nm) Zwischenschichten, kann es m¨
oglich sein, dass der Aluminiumanteil bzw. die
Dicke der Zwischenschicht von den Kalibrierungswerten abweicht. Dabei spielt gerade die
Dicke der Schicht beim Tunneln der Ladungstr¨
ager eine entscheidene Rolle, so dass schon
kleine Abweichungen zu einer starken Verschiebung der Ergebnisse f¨
uhren k¨
onnen. Wei-
tere Fehlerquellen f¨
ur die Entstehung von Abweichungen zwischen den Messergebnissen
und den Simulationen sind im Simulationsmodell begr¨
undet. Durch diverse Annahmen
und Vereinfachungen is es kaum m¨
oglich, reale Bauelemente in allen Einzelheiten genau zu
reproduzieren (siehe auch Kapitel 3.5).
Wie in den zwei vorangegangen Unterkapiteln bei der Optimierung der Elektronensperr-
schicht gezeigt werden konnte, ist die Verwendung einer solchen Zwischenschicht in 320 nm
LEDs nicht zwingend notwendig, um LEDs mit einer hohen Injektionseffizienz, einem ”sau-
beren“ Emissionsspektrum (ohne Nebenpeaks) und hohen Lichtleistungen zu realisieren.
Mit abnehmender Emissionswellenl¨
ange gewinnt eine solche Zwischenschicht jedoch zu-
nehmend an Bedeutung, da f¨
ur diese LEDs Elektronensperrschichten mit Aluminiumkon-
zentrationen von ¨
uber 80 % ben¨
otigt werden, deren p-Dotierung aufgrund der sehr ho-
hen Aktivierungsenergie der Magnesiumakzeptoren (¨
uber 500 meV [NNL+03; IKO+07] bei
Raumtemperatur) nahezu unm¨
oglich ist. Daher soll am Ende dieses Unterkapitels die po-
sitive Wirkungsweise einer solchen Zwischenschicht f¨
ur 228 nm LEDs durch zus¨
atzliche
Simulationen nachgewiesen werden, da LEDs mit dieser Emissionswellenl¨
ange f¨
ur spektro-
66
5.3 Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion
skopische Anwendungen sehr interessant sind.
F¨
ur diese Simulationen wurde eine aktive Zone aus einem Al0,80Ga0,20N-Einfachquanten-
film, umgeben von Al0,92Ga0,08N-Quantenfilmbarrieren und gefolgt von einer Al(Ga)N-
Zwischenschicht, angenommen. Auf der n-dotierten Seite der LED wurde eine mit Silizium
dotierte Al0,92Ga0,08N-Schicht ([Si] = 2·1018 cm−3) und als p-dotierte Schicht ein mit Magne-
sium dotiertes Al0,60Ga0,40N/Al0,40Ga0,60N-¨
Ubergitter mit anschließender GaN:Mg-Kon-
taktschicht angenommen ([Mg] = 2·1019 cm−3). Untersucht wurde unter anderem der Ein-
fluss der Dicke einer AlN-Zwischenschicht, der Dicke einer AlGaN-Zwischenschicht mit ab-
fallender Aluminiumkonzentration (von 100 % auf der Seite der aktiven Zone zu 80 % Alu-
minium auf der p-dotierten Seite der LED) sowie einer 3 nm dicken AlN-Zwischenschicht,
gefolgt von einem gestuften p-dotierten ¨
Ubergitter (3 ×je 2 nm Al0,80Ga0,20N/Al0,60Ga0,40N-
¨
Ubergitter gefolgt von 3 ×je 2 nm Al0,60Ga0,40N/Al0,40Ga0,60N-¨
Ubergitter).
Die simulierte Injektionseffizienz der 228 nm LEDs f¨
ur die unterschiedlichen Al(Ga)N-
Zwischenschichtkonfigurationen im Vergleich mit einer 228 nm LED ohne und mit klas-
sischer Elektronensperrschicht ist in Abb. 44a dargestellt. Dabei kann bei der Variation
der konstanten AlN-Zwischenschicht eine maximale Injektionseffizienz von 37 % f¨
ur eine
Schichtdicke von 3 nm festgestellt werden. Vergleicht man dies mit einer 228 nm LED oh-
ne oder mit klassischer Al0,95Ga0,05N:Mg-Elektronensperrschicht, so kann f¨
ur diese LEDs
nur eine deulich geringere Injektionseffizienz von 19 % bzw. 18 % beobachtet werden. Eine
weitere Erh¨
ohung der Injektionseffizienz konnte f¨
ur eine AlGaN-Zwischenschicht mit ab-
(a) Injektionseffizienz (b) interne Quanteneffizienz
Abbildung 44: Simulierte (a) Injektionseffizienz und (b) interne Quanteneffizienz von
228 nm LEDs mit unterschiedlichen Al(Ga)N-Zwischenschichten im Vergleich mit einer
228 nm LED ohne und mit klassischer Elektronensperrschicht. Variiert wurde die Dicke und
Zusammensetzung der Zwischenschicht. Die Simulation erfolgte f¨
ur 300 K und einer Strom-
dichte von 200 Acm−2.
67
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
fallender Aluminiumkonzenztration ermittelt werden. Bei diesen LEDs ergab sich wegen
der daraus resultierenden gr¨
oßeren L¨
ocherinjektion in die aktive Zone eine maximale In-
jektionseffizienz von 52 % f¨
ur eine Zwischenschichtdicke von 7 nm. Eine weitere Steigerung
war nun noch durch die Verwendung einer 3 nm dicken AlN-Zwischenschicht mit gestuftem
p-dotierten ¨
Ubergitter m¨
oglich. Bei dieser LED konnte aufgrund der nochmals gesteigerten
L¨
ocherinjektion (durch das gestufte ¨
Ubergitter) eine Injektionseffizienz von 63 % erreicht
werden.
Durch diese gesteigerte Injektionseffizienz konnte die maximale interne Quanteneffizienz
in den Simulationen von rund 9 % f¨
ur die LEDs ohne Zwischenschicht auf rund 17 % mit
konstanter 3 nm dicker AlN-Zwischenschicht bzw. auf 25 % mit 7 nm dicker AlGaN-Zwisch-
enschicht mit abfallendem Aluminiumanteil gesteigert werden (siehe Abb. 44b). Durch eine
Kombination einer 3 nm dicken AlN-Zwischenschicht mit einem gestuften ¨
Ubergitter gelang
es, die interne Quanteneffizienz noch einmal durch die deutlich bessere L¨
ocherinjektion auf
einen Wert von rund 32 % zu erh¨
ohen. Dabei wurde f¨
ur die Simulationen eine Defektdichte
von 2·109cm−2angenommen.
Somit konnte mit diesen Simulationen gezeigt werden, dass es m¨
oglich ist, die Effiezienz
von fernen UV-LEDs mit einer d¨
unnen Zwischenschicht deutlich zu steigern. Die Effizi-
enz ist dabei allerdings sehr stark von der Zusammensetzung und Dicke der Zwischen-
schicht abh¨
angig, da ein optimaler Kompromiss zwischen einer Reduzierung der Elektro-
nenleckstr¨
ome und der Injektion der L¨
ocher wichtig ist und speziell das Tunneln der La-
dungstr¨
ager stark von der Dicke der Zwischenschicht abh¨
angig ist. Zudem konnte gezeigt
werden, dass eine Anpassung der p-dotierten Seite der LED an die Elektronensperrschicht
zur Leistungssteigerung sinnvoll sein kann. Dabei besteht jedoch immer die Frage, wie beim
Wachstum der p-dotierten Schichten eine ausreichende p-Dotierung sichergestellt werden
kann, was bei sehr hohen Aluminiumkonzentrationen ein großes Problem darstellt.
5.4 Zusammenfassung: Steigerung der internen Quanteneffizienz
von UV-LEDs
In diesem Kapitel wurde untersucht, welche M¨
oglichkeiten es gibt, die interne Quantenef-
fizienz von LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von ca. 320 nm zu steigern. Dabei stand
zu Beginn des Kapitels der Einfluss der Defektdichte auf die interne Quanteneffizienz von
380 nm und 320 nm LEDs im Mittelpunkt. Im weiteren Verlauf des Kapiels wurde dann der
Einfluss des Aufbaus der aktiven Zone und der Elektronensperrschichten auf die Effizienz
von 320 nm LEDs n¨
aher betrachtet.
Zusammenfassend kann festgehalten werden, dass bei der Untersuchung des Einflusses der
Defektdichte auf die interne und externe Quanteneffizienz von UV-LEDs mit einer Emis-
sionswellenl¨
ange von 380 nm eine starke Reduzierung der Lichtleistung mit zunehmender
Defektdichte der LEDs zu beobachten war. So fiel die Lichtleistung bei einem Strom von
20 mA f¨
ur LEDs mit einer Defektdichte von 5,1·108cm−2um einen Faktor von 4,6, f¨
ur
68
5.4 Zusammenfassung: Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
LEDs mit einer Defektdichte von 7,8·109cm−2ab. Dieses Verhalten kann mit einer Zunah-
me an Zentren f¨
ur nichtstrahlende Rekombinationsprozesse (z.B. Defekte) erkl¨
art werden,
so dass bei gleicher Anregungsdichte mehr Elektronen und L¨
ocher nichtstrahlend rekom-
binieren k¨
onnen. Bei einem Vergleich der aus der gemessenen externen Quanteneffizienz
abgesch¨
atzten internen Quanteneffizienz mit Simulationen der internen Quanteneffizienz
dieser LEDs gab es gute ¨
Ubereinstimmungen, so dass das Simulationsmodell auch f¨
ur
die Absch¨
atzung der Abh¨
angigkeit der internen Quanteneffizienz von der Defektdichte f¨
ur
320 nm LEDs genutzt werden konnte. Auch bei dieser Emissionswellenl¨
ange war eine starke
Abh¨
angigkeit der internen Quanteneffizienz von der Defektdichte zu beobachten. So nimmt
diese von 65 % f¨
ur eine Defektdichte von 1·107cm−2auf 1,3 % f¨
ur eine Defektdichte von
1·1010 cm−2deutlich ab. Dabei ist speziell f¨
ur Defektdichten gr¨
oßer 1·109cm−2eine starke
Reduzierung der internen Quanteneffizienz zu beobachten. In diesem Bereich ist die nicht-
strahlende Rekombination der Ladungstr¨
ager (z.B. an Defekten) dominant. Somit konnte
f¨
ur UVA- und UVB-LEDs gezeigt werden, dass die Defektdichte einen starken Einfluss auf
deren interne- und externe Quanteneffizienz hat und die Reduzierung dieser Defektdich-
te wohl das gr¨
oßte Potential bietet, um die Lichtleistung dieser LEDs weiter zu erh¨
ohen.
Ans¨
atze zur Defektreduktion, wie z.B. die Verwendung von strukturierten Substraten und
Templates, werden daher in der zuk¨
unftigen Forschung immer mehr an Bedeutung gewin-
nen.
Bei der Optimierung der aktiven Zone f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von 320 nm
konnte experimentell und durch Simulationen die h¨
ochste Lichtleistung f¨
ur LEDs mit einer
Quantenfilmbreite von ca. 2 nm beobachtet werden. Bei Quantenfilmen dieser Dicke gab es
den besten Kompromiss zwischen der Ladungstr¨
agerkonzentration und dem ¨
Uberlapp der
Elektronen- und L¨
ocherwellenfunktionen. Zudem konnte gezeigt werden, dass aufgrund
der sehr asymmetrischen Verteilung der Ladungstr¨
ager (besonders der L¨
ocher) die Ver-
wendung von mehr als drei Quantenfilmen nicht sinnvoll ist. Vielmehr ist eine weitere
Reduzierung der Quantenfilmanzahl denkbar, da gezeigt werden konnte, dass die Lichtleis-
tung unabh¨
angig von der Quantenfilmanzahl ist. Abschließend ist allerdings zu bemerken,
dass auch die Defektdichte der UV-LEDs eine signifikante Rolle beim Design der akti-
ven Zone spielt. In den untersuchten LEDs ist die Defektdichte mit etwa 6·109cm−2bis
1·1010 cm−2sehr hoch, was in einer sehr geringen nichtstrahlenden Lebenszeit der La-
dungstr¨
ager resultiert. Daher kann sich das optimale LED-Heterostrukturdesign mit einer
steigenden Materialqualit¨
at der LEDs durchaus ¨
andern. So haben Simulationen gezeigt30,
dass bei einer Erh¨
ohung der nichstrahlenden Lebenszeit der Ladungstr¨
ager von 0,3 ns auf
3 ns die Ladungstr¨
ager bei einer Stromdichte von 200 A/cm2deutlich homogener ¨
uber die
Quantenfilme verteilt sind und die Schichtladungstr¨
agerkonzentration in sechs von sieben
Quantenfilmen ¨
uber 1·1012 cm−2liegt. In diesem Fall k¨
onnten Mehrfachquantenfilm-LEDs
eine deutlich bessere L¨
osung als Einfachquantenfilm-LEDs sein.
Zur Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion in 320 nm LEDs wurde der Einfluss der H¨
ohe
(also der Aluminiumkonzentration) und der Dotierung einer AlGaN:Mg-Elektronensperr-
30In dieser Arbeit nicht im Detail dargestellt.
69
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
(a) Emissionsspektren (b) 309 nm und 331 nm LED
Abbildung 45: (a) normierte Emissionsspektren bei 20 mA von UVA- und UVB-LEDs und
(b) Lichtleistung bzw. externe Quanteneffizienz einer 309 nm und 331 nm LED. Die Mes-
sungen erfolgten bei Raumtemperatur und Gleichstrom.
schicht untersucht. Dabei wurde deutlich, dass die effizientesten LEDs mit einer Alumi-
niumkonzentration zwischen 42 % und 45 % realisiert werden konnten, da dort der beste
Kompromiss zwischen einer effektiven Reduzierung der Elektronenleckstr¨
ome und einer gu-
ten L¨
ocherinjektion in die aktive Zone vorgelegen hat. Bei der Optimierung der p-Dotierung
ergab sich, dass die optimale Cp2Mg-Flussrate f¨
ur die Magnesiumdotierung in der Elek-
tronensperrschicht im mittleren einstellbaren Bereich bei etwa 100 sccm liegt31 (f¨
ur die an
der TU Berlin benutzte ”Thomas Swan CCS“ MOVPE-Anlage). F¨
ur diese Fl¨
usse zeigten
die 320 nm LEDs die h¨
ochste Lichtleistung und die geringste Nebenlumineszenz im Emissi-
onsspektrum, da f¨
ur diese Fl¨
usse die h¨
ochste Akzeptorkonzentration erreicht wurde, bevor
die Selbstkompensation eine Rolle spielte. Dadurch konnte eine effektive Potentialbarriere
f¨
ur die Elektronen im Leitungsband ausgebildet werden, was in einer effektiven Reduzie-
rung der Elektronenleckstr¨
ome resultierte. Durch die Integration einer sehr d¨
unnen AlGaN-
oder AlN-Zwischenschicht zwischen letzter Quantenfilmbarriere und p-dotierter Seite der
LED konnte zudem eine deutliche Steigerung der Ladungstr¨
agerinjektion nachgewiesen
werden. Eine solche Zwischenschicht kann speziell f¨
ur LEDs mit Emissionswellenl¨
angen
unter 260 nm hilfreich sein, um die Effizienz dieser LEDs deutlich zu steigern. So konnte
durch diese Zwischenschicht in den Simulationen die interne Quanteneffizienz einer 228 nm
LED von rund 9 % ohne Zwischenschicht auf rund 32 % mit AlN-Zwischenschicht gesteigert
werden.
31Eine Bestimmung der Magnesiumkonzentration war nicht m¨
oglich, da die Schichten zu d¨
unn wa-
ren, keine Sekund¨
arionenmassenspektrometriestandards f¨
ur AlGaN vorhanden waren und Kapazit¨
at-
Spannungsmessungen nicht m¨
oglich waren.
70
5.4 Zusammenfassung: Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
Abbildung 46: ¨
Uberblick ¨
uber die externe Quanteneffizienz von UVA-, UVB- und UVC-
LEDs verschiedener Forschungsgruppen [KKC+11]. Zus¨
atzlich wurde die externe Quan-
teneffizienz einer an der TU Berlin gewachsenen 309 nm und 331 nm LED eingezeich-
net (auf einem Saphir/AlN-Template des Ferdinand-Braun-Instituts, Leibniz-Institut f¨
ur
H¨
ochstfrequenztechnik).
Durch die Optimierung der LED-Heterostuktur und der Wachstumsbedingungen der einzel-
nen Schichten (welche nicht Inhalt dieser Arbeit waren) konnten LEDs mit einer dominan-
ten Quantenfilmlumineszenz zwischen 290 nm und 330 nm realisiert werden. Das Wachstum
der LEDs erfolgte dabei an der TU Berlin auf Saphir/AlN-Templates des Ferdinand-Braun-
Instituts, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik. Einige der entsprechenden Emissi-
onsspektren sind dazu exemplarisch in Abb. 45a dargestellt. Dabei konnten Lichtleistungen
im Milliwattbereich erreicht werden. Als Beispiel ist in Abb. 45b die Lichtleistung und die
externe Quanteneffizienz einer 309 nm bzw. 331 nm LED als Funktion des Injektionsstroms
dargestellt. F¨
ur diese LEDs ergaben die Messungen auf dem Wafer eine maximale Lichtleis-
tung von 2,15 mW bzw. 4,95 mW. Ihre maximale externe Quanteneffizienz lag bei 0,73 %
bzw. 1,53 %. Ordnet man diese Werte in die Ergebnisse anderer internationaler Arbeits-
gruppen ein (siehe Abb. 46) so ist festzustellen, dass die an der TU Berlin gewachsenen
LEDs in diesem Emissionswellenl¨
angenbereich zur absoluten Weltspitze geh¨
oren.
71
5 Steigerung der internen Quanteneffizienz von UV-LEDs
72
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von
UV-LEDs
Trotz des enormen Fortschritts bei der Entwicklung von UV-LEDs in den letzten Jahren
[KBK08; GGMS10; TMT+09; AFI+07; SSD+10; HTMK10] sind gegenw¨
artig in der Litera-
tur nur LEDs mit sehr geringen externen Quanteneffizienzen zu finden [KKC+11]. Gr¨
unde
daf¨
ur k¨
onnen z.B. eine abnehmende Materialqualit¨
at, eine Verschlechterung der Ladungs-
tr¨
agerinjektion und des Ladungstr¨
agereinschlusses mit steigendem Aluminiumanteil in den
LEDs sein, was im vorherigen Kapitel zum Teil schon untersucht wurde. Als weitere Ursache
kann eine Verringerung der Extraktionseffizienz angesehen werden, da nach theoretischen
Berechungen der Bandstruktur [ZZT10; dCSFB04; Yam08; Yam10] und Photolumineszenz-
messungen an AlGaN-Volumenkristallen [NLN+04] bzw. AlGaN-Mehrfachquantenfilmen
[BFK09] eine ¨
Anderung der Valenzbandordung am Γ-Punkt der Brillouinzone mit zuneh-
mendem Aluminiumgehalt zu erwarten ist. Somit ist ebenfalls eine Polarisations¨
anderung
des senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtes von haups¨
achlich transversal elektrisch (TE)
polarisiertem Licht f¨
ur nahe UV-LEDs mit geringem Aluminiumanteil in der aktiven Zone
zu haupts¨
achlich transversal magnetisch (TM) polarisiertem Licht f¨
ur ferne UV-LEDs mit
hohem Aluminiumanteil zu erwarten.
Diese ¨
Anderung der Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Lumineszenz hat
einen großen Einfluss auf die Lichtauskopplung aus dem LED-Chip. In Abb. 47 ist schema-
tisch eine sehr vereinfachte LED-Struktur f¨
ur eine Lichtemission im UV-Spektralbereich
dargestellt. Aufgrund der unterschiedlichen Brechungsindizes ist eine Lichtauskopplung
¨
uber die Oberfl¨
achen der LED nur entlang des blau markierten Lichtausbreitungskegels
Abbildung 47: Schematische Darstellung einer vereinfachten LED-Struktur f¨
ur die Emission
im UV-Spektralbereich. Aufgrund der unterschiedlichen Brechungsindizes ist eine Lichtaus-
kopplung nur entlang des blau markierten Lichtausbreitungskegels m¨
oglich. Zus¨
atzlich ist die
Lage des elektrischen Feldvektors relativ zur (0001)-Achse f¨
ur transversal elektrisch (TE) und
transversal magnetisch (TM) polarisiertes Licht dargestellt.
73
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
m¨
oglich. Zus¨
atzlich ist die Lage des elektrischen Feldvektors relativ zur (0001)-Achse f¨
ur
TE- und TM-polarisiertes Licht dargestellt. F¨
ur LEDs im sichtbaren und nahen UV-
Spektralbereich ist die senkrecht zur c-Achse emittierte Lichtemission haupts¨
achlich TE-
polarisiert. Somit ist der elektrische Feldvektor senkrecht zur (0001) c-Achse (E⊥c), so dass
die Photonen einfach durch den Lichtaustrittskegel ¨
uber das Substrat oder die Oberfl¨
ache
ausgekoppelt werden k¨
onnen [MSG+94]. F¨
ur LEDs im UVB- und UVC-Spektralbereich
hingegen ¨
andert sich mit zunehmendem Aluminiumgehalt die Valenzbandordnung am
Γ-Punkt der Brillouinzone (schematisch ist dies in Abb. 53b dargestellt), so dass der TM-
polarisierte Anteil des senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtes (Ekc) in Relation zum
TE-polarisierten Anteil zunehmend st¨
arker wird. Damit erfolgt eine Emission dieser Pho-
tonen nur in der Ebene der LED (parallel zum Substrat), so dass diese Photonen nicht
wie bei den sichtbaren und nahen UV-LEDs einfach ¨
uber den Lichtaustrittskegel durch die
Oberfl¨
ache oder das Substrat ausgekoppelt werden k¨
onnen [NLN+04], was in einer geringen
Extraktionseffizienz resultiert.
In Abb. 48a sind typische Strom-Leistungskennlinien von vier ausgew¨
ahlten UV-LEDs zwi-
schen 379 nm und 288 nm dargestellt. Die Messung erfolgte dabei auf dem Wafer an je-
weils 100 µm×100 µm Kontakten, parallel zur (0001)-Achse durch das Substrat, mit einer
großfl¨
achigen Silizium-Photodiode. Es ist festzustellen, dass sich mit abnehmender Emissi-
onswellenl¨
ange die Lichtleistung deutlich reduziert und die Kennlininen fr¨
uhrer anfangen
¨
uberzurollen. Dies spricht f¨
ur eine zunehmende thermische Belastung in den LEDs, was mit
einem zunehmenden Schichtwiderstand mit steigendem Aluminiumgehalt erkl¨
art werden
kann. F¨
ur einen besseren ¨
Uberblick wurde in Abb. 48b die Lichtleistung von verschiedenen
(a) Strom-Leistungskennlinien (b) Lichtleistung bei 40 mA
Abbildung 48: (a) typische Strom-Leistungskennlinien und (b) typische Lichtleistungen bei
40 mA von ausgew¨
ahlten LEDs im UVA- und UVB-Spektralbereich. Die Messung erfolgte
auf dem Wafer an jeweils 100 µm×100 µm Kontakten, parallel zur (0001)-Achse durch das
Substrat, mit einer großfl¨
achigen Silizium-Photodiode.
74
6.1 Einfluss der Emissionswellenl¨
ange
UVA- und UVB-LEDs bei 40 mA als Funktion der Emissionswellenl¨
ange aufgetragen. Da-
bei ist eine klare Reduzierung der Lichtleistung f¨
ur LEDs unter 330 nm festzustellen. F¨
ur
LEDs mit Emissionswellenl¨
angen kleiner als 300 nm ist nur noch eine Lichtleistung von ca.
0,2 mW bei 40 mA messbar (379 nm LED: ca. 1,4 mW). Die Verringerung der Lichtleistung
mit abnehmender Emissionswellenl¨
ange (und damit zunehmendem Aluminiumanteil) kann
dabei auf verschiedene Effekte zur¨
uckgef¨
uhrt werden. Zum einen nimmt mit zunehmen-
dem Aluminiumgehalt die Materialqualit¨
at und die Landungstr¨
agerinjektion in die aktive
Zone ab, was zu einer Abnahme der strahlenden Rekombination der Ladungstr¨
ager f¨
uhrt.
Zum anderen wird mit zunehmendem Aluminiumgehalt eine ¨
Anderung der Polarisation
von haupts¨
achlich TE-polarisiertem Licht zu zunehmend TM-polarisiertem Licht der senk-
recht zur c-Achse emittierten Emission erwartet (wie schon oben beschrieben), so dass
die durch das Substrat gemessene Lichtleistung zunehmend mit steigendem Anteil von
TM-polarisiertem Licht aufgrund der dadurch geringeren Extraktionseffizienz sinkt.
Um den Einfluss der Emissionswellenl¨
ange bzw. des Aluminiumanteils der aktiven Zone auf
die Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Lumineszenz n¨
aher zu untersuchen,
wurden verschiedene LEDs im UVA-, UVB- und UVC-Spektralbereich untersucht32. Der
Messaufbau f¨
ur diese Messungen ist dabei n¨
aher in Kapitel 4.4 beschieben. In den folgenden
Unterkapiteln soll nun genauer auf die Abh¨
angigkeit der Polarisation des senkrecht zur c-
Achse emittierten Lichtes von der Emissionswellenl¨
ange, der Temperatur, der Verspannung
der aktiven Zone und des Injektionsstromes eingegangen werden. Diese Messungen stellen
dabei die weltweit erste systematische Untersuchung dieses Effekts an elektrisch gepumpten
Bauelementen dar.
6.1 Einfluss der Emissionswellenl¨
ange
In diesem Kapitel soll der Einfluss der Emissionswellenl¨
ange bzw. des Aluminiumanteils
auf die Polarisation des senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtes untersucht werden. Dazu
wurden LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange zwischen 253 nm und 384 nm untersucht.
Typische normierte senkrecht zur c-Achse emittierte Emissionsspektren bei 20 mA von
drei ausgew¨
ahlten LEDs mit einer aktiven Zone aus InGaN, InAlGaN und AlGaN sind in
Abb. 49 dargestellt. Dabei ist der TE-polarisierte Anteil der Emission in schwarz und der
TM-polarisierte Anteil in rot eingezeichnet. F¨
ur alle LEDs kann eine dominante Mehrfach-
quantenfilmemission von 379,2 nm, 329,5 nm bzw. 288,2 nm f¨
ur die TE-polarisierte Lichte-
mission festgestellt werden. F¨
ur den TM-polarisierten Anteil k¨
onnen Emissionswellenl¨
angen
von 377,1 nm, 327,3 nm und 287,9 nm beobachtet werden. Die 288 nm LED zeigt zudem
noch im Wellenl¨
angenbereich zwischen 320 nm und 450 nm eine Nebenlumineszenz. Diese
entsteht durch Rekombination von Ladungstr¨
agern an tiefen Zust¨
anden verbunden mit
Magnesiumakzeptoren oder anderen Verunreinigungen und Defekten [LON+02; SCM+03;
32Um einen m¨
oglichst breiten UV-Spektralbereich f¨
ur die Untersuchungen in diesem Kapitel abzude-
cken, wurden LEDs, welche an der TU Berlin, dem Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur
H¨
ochstfrequenztechnik und dem Palo Alto Research Center gewachsen wurden, verwendet.
75
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
Abbildung 49: Typische normierte Emis-
sionsspektren von LEDs mit Emissionswel-
lenl¨
angen von 379 nm, 329 nm und 288 nm.
In schwarz ist der transversal elektrisch (TE)
und in rot der transversal magnetisch (TM)
polarisierte Anteil der Lichtemission darge-
stellt. Die Messung erfolgt senkrecht zur c-
Achse der LED bei 20 mA (cw).
ASC+04; LJvdW12]. Die Elektrolumineszenzmessungen zeigen, dass f¨
ur die 379 nm LED
der TE-polarisierte Anteil der Emission dominant ist. Mit abnehmender Emissionswel-
lenl¨
ange, also zunehmenden Aluminiumgehalt der aktiven Zone, wird der Anteil des TE-
polarisierten Lichtes hingegen zunehmend geringer, w¨
arend der Anteil des TM-polarisierten
Lichtes zunimmt. F¨
ur die 288 nm LED ist schließliche der TM-polarisierte Anteil der senk-
recht zur c-Achse emittierten Elektrolumineszenz dominant.
F¨
ur einen besseren ¨
Uberblick wurden diese Messungen f¨
ur ¨
uber 20 LEDs verschiedener
Emissionswellenl¨
angen durchgef¨
uhrt. Das Ergebniss ist in Abb. 50 dargestellt. Dabei ist
der Grad der Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission f¨
ur LEDs
mit einer Emissionswellenl¨
ange zwischen 253 nm und 386 nm bei einem Injektionsstrom
von 20 mA als Funktion der Emissionswellenl¨
ange aufgetragen. Der Grad der Polarisation
(P) ist durch folgende Gleichung definiert:
P=ITE −ITM
ITE +ITM
,(27)
wobei IT E und IT M die integrierte Intensit¨
at der senkrecht zur c-Achse emittierten TE-
bzw. TM-polarisierten Elektrolumineszenzspektren sind. Die Messergebnisse zeigen einen
klaren Trend (siehe Abb. 50 gestrichelte Linie). Der Grad der Polarisation nimmt mit
abnehmender Emissionswellenl¨
ange (also steigendem Aluminiumanteil der aktiven Zone)
deutlich ab. So reduziert sich der Grad der Polarisation von 0,55 f¨
ur die 379 nm LED (d.h.
der TE-polarisierte Anteil des emittierten Lichtes ist dominant) auf -0,28 f¨
ur die 253 nm
LED, so dass f¨
ur diese LED der TM-polarisierte Anteil des emittierten Lichtes dominant
ist. Der Trend zeigt, dass eine Umkehrung der dominanten Polarisation, was bedeutet, dass
der TE- und TM-polariserte Anteil des senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtes gleich ist
(P = 0, siehe Abb. 50 gepunktete Linie), bei ca. 300 nm beobachtet werden kann.
Diese Messungen an elektrisch gepumpten Bauelementen best¨
atigen somit die theoreti-
schen Annahmen [ZZT10; dCSFB04; Yam08; Yam10] sowie die Photolumineszmessungen
[NLN+04; BFK09], dass mit einem steigendem Aluminiumgehalt der aktiven Zone der An-
teil des TM-polarisierten Lichtes relativ zum TE-polarisierten Anteil des Lichtes zunimmt.
76
6.1 Einfluss der Emissionswellenl¨
ange
Abbildung 50: Grad der Polarisation der
senkrecht zur c-Achse emittierten Licht-
emission als Funktion der Emissionswel-
lenl¨
ange bei 20 mA. Die gestrichelte Li-
nie zeigt den tendenziellen Verlauf, die ge-
punktete Linie gibt den Wert Null an.
Der Grund daf¨
ur ist die unterschiedliche Kristallfeldaufspaltung in den Bandstrukturen
von GaN und AlN am Γ-Punkt der Brillouinzone [JNN+03] (siehe auch Kapitel 2.1). F¨
ur
GaN sind das Schwer- und Leichtlochband die obersten Valenzb¨
ander am Γ-Punkt der
Brillouinzone. Das Split-off-Lochband ist von diesen zwei Valenzb¨
ander um eine Energie
von 37 meV separiert [NLN+04]. Daher findet die Hauptrekombination der Ladungstr¨
ager
zwischen dem Leitungsband und dem Schwer- und Leichtlochband statt. In AlN hinge-
gen ist die Anordnung der Valenzb¨
ander am Γ-Punkt der Brillouinzone umgedreht. Das
oberste und damit ernergetisch niedrigste Valenzband ist das Split-off-Lochband, gefolgt
von dem Schwer- und Leichtlochband, welche durch eine Energie von 213 meV von dem
Split-off-Lochband getrennt sind [NLN+04]. Daher findet im AlN die Hauptrekombination
der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungsband und dem Split-off-Lochband statt. Bei der
tern¨
aren Verbindung AlGaN resultiert daher ein steigender Aluminiumanteil in der aktiven
Zone der LEDs in einer ¨
Anderung der Kristallfeldaufspaltung und damit in einer ¨
Anderung
der Anordnug der Valenzb¨
ander am Γ-Punkt der Brillouinzone. Mit zunehmenden Alumini-
umanteil, also abnehmender Emissionswellenl¨
ange, schiebt das Split-off-Lochband in Rich-
tung Schwer- und Leichtlochband, bis es schließlich das oberste Valenzband ist, wodurch
die Rekombination der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungsband und dem Split-off-Loch-
band zunimmt, was in einem Anstieg des TM-polarisierten Anteils des emittierten Lichtes
resultiert. Eine Illustration der ¨
Anderung der Bandstruktur mit zunehmenden Alumini-
umanteil ist z.B. in der Ref. [NLN+04] zu finden. Die Korrelation, zwischen dem Grad der
Polarisation und der Emissionswellenl¨
ange bzw. dem Aluminiumanteil der aktiven Zone
scheint dabei nahezu linear und unabh¨
angig von der Nutzung von tern¨
aren AlGaN oder
quatern¨
aren InAlGaN33 aktiven Zonen zu sein. Die Streuung der Messwerte kann durch
eine unterschiedliche Verspannung in den LEDs und damit einer ¨
Anderung der Bandstruk-
tur erkl¨
art werden [DYRA10; YRSdW09]. Ursachen f¨
ur eine unterschiedliche Verspannung
in den LEDs k¨
onnen z.B. verschiedene Templates und verschiedene LED-Heterostruktu-
ren sein, welche f¨
ur die LEDs verschiedener Emissionswellenl¨
angen ben¨
otigt werden. Eine
33Der Indiumanteil ist sehr gering und liegt nur zwischen 1 % und 4 %.
77
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
ausf¨
uhrliche Untersuchung des Einflusses der Verspannung in den LEDs auf den Grad der
Polarisation ist in Kapitel 6.3 zu finden. Die Messungen haben außerdem gezeigt, dass
ein Polarisationsgrad von Null (d.h. der TE- und TM-polarisierte Anteil der Emission ist
gleich) f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von ca. 300 nm beobachtet werden konnte.
An diesem Punkt sind das Leicht-, Schwer- und Split-off-Lochband energetisch nahezu an
der selben Position, so dass die Rekombination zwischen dem Leitungs- und Schwerloch-
bzw. Leichtlochband und dem Leitungs- und dem Split-off-Lochband gleich ist. Dabei ist
aber anzumerken, dass die verschiedenen Valenzb¨
ander nicht exakt an der selben ener-
getischen Position sind, da weitere Gr¨
oßen, wie die ¨
Ubergangsmatrixelemente und damit
der ¨
Uberlapp der Wellenfunktionen der Landungstr¨
ager, ebenfalls bei der Rekombinati-
on der Ladungstr¨
ager zwischen den einzelnen B¨
andern eine Rolle spielen. Die in diesem
Abschnitt erzielten Ergebnisse zeigen auch eine gute ¨
Ubereinstimmung mit theoretischen
Berechungen der Bandstruktur [ZZT10; dCSFB04] und Photolumineszenzmessungen an
AlGaN-Volumenschichten von Nam et al. [NLN+04]. Bei diesen wurde ein Polarisations-
grad von Null f¨
ur AlGaN-Schichten mit einer Aluminiumkonzentration von 25 % gefunden,
was einer Emissionwellenl¨
ange von ca. 310 nm entspricht.
Die ¨
Anderung der Polarisation von haupts¨
achlich TE-polarisiertem Licht f¨
ur LEDs mit
Emissionswellenl¨
angen ¨
uber 300 nm zu haupts¨
achlich TM-polarisiertem Licht f¨
ur LEDs
mit Emissionwellenl¨
angen unter 300 nm kann ein Grund sein, warum die parallel zur (0001)
c-Achse gemessene Lichtleistung der LEDs, welche in Abb. 51 als Quadrate dagestellt ist,
so unterschiedlich ist. Denn durch den mit steigendem Aluminiumanteil zunehmenden An-
teil an TM-polarisertem Licht k¨
onnen immer weniger Photonen durch das Saphirsubstrat
ausgekoppelt werden [NLN+04], was zu einer Reduzierung der gemessenen Lichtleistung
f¨
uhrt. Um die ¨
Anderung der Lichtleistung aufgrund einer sinkenden Lichtextraktioneffizienz
abzusch¨
atzen, wurde das senkrecht zur c-Achse gemessene Emissionsintensit¨
atsverh¨
altnis,
welches durch folgende Gleichung gegeben ist:
R=ITE
ITE +ITM
,(28)
Abbildung 51: Typische Lichtleistungen
als Funktion der Emissionswellenl¨
ange und
normiertes senkrecht zur c-Achse gemes-
senes Lichtemissionsverh¨
altnis f¨
ur LEDs
verschiedener Emissionswellenl¨
angen bei
40 mA. Die rote Linie gibt den tendenzi-
ellen Verlauf wieder.
78
6.2 Einfluss der Temperatur auf die optische Polarisation
f¨
ur LEDs mit Emissionswellenl¨
angen zwischen 288 nm und 379 nm berechnet. Mit der An-
nahme, dass kein TM-polarisiertes Licht senkrecht zur Oberfl¨
ache ausgekoppelt werden
kann, gibt Gleichung 28 eine Absch¨
atzung ¨
uber die Reduzierung der Extraktionseffizienz
aufgrund einer ¨
Anderung der Lichtpolarisation wieder. Das normierte senkrecht zur c-
Achse gemessene Emissionsintensit¨
atsverh¨
altnis ist in Abb. 51 als Sterne, vergleichend mit
der Lichtleistung von UV-LEDs verschiedener Emissionswellenl¨
ange (Quadrate), gemessen
bei 40 mA, dargestellt. Dabei kann ein starker Abfall der Lichtleistung f¨
ur LEDs mit einer
Emissionswellenl¨
ange unter 330 nm festgestellt werden. Zudem ist ebenfalls ein Abfall des
normierten Emissionsintensit¨
atsverh¨
altnises zu beobachten, was ein Hinweis darauf ist, dass
ein Teil des beobachteten Abfalls der Lichtleistung auf eine mit abnehmender Emissions-
wellenl¨
ange reduzierte Extraktioneffizienz zur¨
uckzuf¨
uhren ist. Der Abfall des normierten
Emissionsintensit¨
atsverh¨
altnises kann allerdings nicht den kompletten Abfall der Lichtleis-
tung erkl¨
aren. Somit m¨
ussen noch andere Faktoren, wie z.B. eine Verschlechterung der Ma-
terialqualit¨
at, ein reduzierter Ladungstr¨
agereinschluss oder eine geringere L¨
ocherinjektion,
zur Reduzierung der Lichtleistung mit abnehmender Emissionswellenl¨
ange beitragen.
Diese Messungen zeigen somit, dass neue Methoden zur Steigerung der Lichtextraktion in
fernen UV-LEDs notwendig sind, um die Lichleistung f¨
ur LEDs mit einer Emissionswel-
lenl¨
ange unter 300 nm weiter deutlich zu steigern.
6.2 Einfluss der Temperatur auf die optische Polarisation
Die Temperatur hat einen entscheidenden Einfluss auf die Charakteristika von Halbleitern.
So beeinflusst sie z.B. stark die Besetzung der Energieb¨
ander mit Ladungstr¨
agern und
damit die bevorzugten ¨
Uberg¨
ange der Ladungstr¨
ager bei der strahlenden Rekombination.
In diesem Kapitel soll daher der Einfluss der Temperatur der LED-Strukturen auf die
Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission f¨
ur LEDs im UVA- und
UVB-Spektralbereich untersucht werden, um R¨
uckschl¨
usse auf die ¨
Uberg¨
ange zwischen
dem Leitungsband und den verschieden Valenzb¨
andern zu ziehen.
F¨
ur die temperaturabh¨
angigen Messungen wurden die LED-Wafer auf einem Peltierelement
platziert. Danach erfolgte die polarisationsabh¨
angige Messung der senkrecht zur c-Achse
emittierten Lumineszenz, wie in Kapitel 4.4 beschieben, in einem Temperaturbereich zwi-
schen 20 ◦C und 170 ◦C.
Um zu pr¨
ufen, ob sich mit steigender Temperatur des Peltierelementes die LEDs gleichm¨
aßig
erw¨
armen, wurde in einem ersten Schritt das Emissionsspektrum von 288 nm, 303 nm,
320 nm und 379 nm LEDs bei verschiedenen Temperaturen gemessen. Die Messung er-
folgte dabei bei einem konstanten Injektionsstrom von 20 mA. In Abb. 52 ist die typische
¨
Anderung der energetischen Lage des Emissionspeaks mit einer steigenden Temperatur des
Peltierelements dargestellt. Dabei ist ein nahezu linearer Abfall der Peakposition mit stei-
gender Temperatur f¨
ur alle LEDs zu beobachten. Dies legt nahe, dass die Temperatur in
den LED-Strukturen gleichm¨
aßig mit der Temperatur des Peltierelements steigt, wenn eine
79
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
Abbildung 52: Typische ¨
Anderung der
energetischen Position des Emissionspeaks
mit steigender Temperatur des Peltierele-
ments f¨
ur eine 288 nm, 303 nm, 320 nm und
379 nm LED. Die Messung erfolgte bei einem
konstanten Injektionsstrom von 20 mA.
lineare Abh¨
angigkeit der Bandl¨
ucke von der Temperatur im untersuchten Temperaturbe-
reich angenommen wird [NLN+05]. Außerdem kann beobachtet werden, dass die energeti-
sche Verschiebung des Emissionspeaks f¨
ur alle vier LEDs ann¨
ahernd gleich ist, so das die
Temperatur¨
anderung in allen LEDs nahezu identisch ist. Aufgrund dieser gleichm¨
aßigen
Erw¨
armung der verschiedenen LED-Strukturen sind die im n¨
achsten Absatz beschriebenen
polarisationsabh¨
angigen Messungen der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission
untereinander bei den verschiedenen Temperaturen gut vergleichbar.
In Abb. 53a ist die typische ¨
Anderung vom Grad der Polarisation des senkrecht zur c-
Achse emittierten Lichtes als Funktion der Temperatur f¨
ur LEDs mit einer Emissions-
wellenl¨
ange zwischen 288 nm und 379 nm dargestellt. Der Grad der Polarisation ist dabei
nach Gleichung 27 definiert. F¨
ur die untersuchten LEDs konnte bei Raumtemperatur ein
Grad der Polarisation von -0,15 f¨
ur die 288 nm LED, -0,03 f¨
ur die 303 nm LED, 0,27 f¨
ur
die 320 nm LED und 0,54 f¨
ur die 379 nm LED beobachtet werden. Mit steigender Tem-
peratur der LED-Strukturen zeigten die LEDs eine sehr unterschiedliche ¨
Anderung des
Polarisationsgrades. Eine Zunahme des TE-polarisierten Anteils der senkrecht zur c-Achse
emittierten Lumineszenz konnte f¨
ur die 288 nm LED mit steigender Temperatur beobachtet
werden. Die 303 nm LED zeigte hingegen nahezu keine Ver¨
anderung des Polarisationsgra-
des. F¨
ur die l¨
angerwelligen 320 nm bzw. 379 nm LEDs konnte allerdings eine Zunahme des
TM-polarisierten Anteils der Lumineszenz mit steigender Temperatur der LED-Strukturen
nachgewiesen werden. Dieses Verhalten kann durch die unterschiedlichen elektronischen
Bandstrukturen (unterschiedliche Kristallfeldaufspaltung) der aktiven Zone am Γ-Punkt
der Brillouinzone erkl¨
art werden. Wie schon im vorherigen Kapitel beschrieben, wurde ein
Polarisationsgrad von Null, was bedeutet, dass der TE- und TM-polarisierte Anteil des
emittierten Lichtes gleich ist, f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von rund 300 nm
gefunden. In diesem Fall sind die Maxima von Schwer-, Leicht- und Split-Off-Lochband
an nahezu der selben energetischen Position, was schematisch in Abb. 53b dargestellt ist.
F¨
ur LEDs mit k¨
urzeren Emissionswellenl¨
angen wurde eine senkrecht zur c-Achse domi-
nante TM-polarisierte Lichtemission festgestellt. In diesem Fall ist das Split-Off-Lochband
80
6.2 Einfluss der Temperatur auf die optische Polarisation
(a) ¨
Anderung Grad der Polarisation (b) schematische Bandstrukturen
Abbildung 53: (a) typische ¨
Anderung des Polarisationsgrades der senkrecht zur c-Achse
emittierten Elektrolumineszenz als Funktion der Peltierelementtemperatur f¨
ur eine 288 nm,
303 nm, 320 nm und 379 nm LED bei einem konstanten Injektionsstrom von 20 mA. Die
gepunktete Linie steht f¨
ur keine ¨
Anderung der Polarisation. In (b) sind schematisch die
Bandstrukturen (Schwer- (HH), Leicht- (LH) und Split-Off-Lochband (SO)) am Γ-Punkt der
Brillouinzone f¨
ur eine dominante TE-, TM- bzw. ausgeglichene (TE-Anteil = TM-Anteil)
polarisierte Lichtemission dargestellt.
das oberste Valenzband, so dass die Hauptrekombination der Ladungstr¨
ager zwischen dem
Leitungsband und diesem Valenzband stattfindet. F¨
ur LEDs mit Emissionswellenl¨
angen
gr¨
oßer als 300 nm wurde schließlich eine dominante TE-polarisierte Lumineszenz senkrecht
zur c-Achse beobachtet, da bei diesen LEDs das oberste Vanzband am Γ-Punkt der Bril-
louinzone aus dem Schwer- und Leichtlochband gebildet wird (siehe Abb. 53b). Damit
findet die Hauptrekombination der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungsband und dem
Schwer- und Leichtlochband statt.
Eine Erw¨
armung der LEDs f¨
uhrt zu einer Erh¨
ohung der termischen Energie der Ladungs-
tr¨
ager in den LEDs. So steigt sie von 26 meV bei Raumtemperatur auf 40 meV bei einer
Erw¨
armung der LEDs auf 170 ◦C an. Dadurch k¨
onnen die L¨
ocher mit steigender Tempe-
ratur zunehmend tiefere Valenzb¨
ander besetzen, wodurch sich die Anteile der strahlenden
¨
Uberg¨
ange der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungsband und den Schwer-, Leicht und
Split-Off-Lochb¨
andern ¨
andern k¨
onnen. In den LEDs mit Emissionswellenl¨
angen kleiner
als 300 nm besetzen die L¨
ocher mit steigender Probentemperatur zunehmend das tiefere
Schwer- und Leichtlochband relativ zum Split-Off-Lochband. Daher nimmt in diesen LEDs
der TE-polarisierte Anteil der senkrecht zur c-Achse erzeugten Lumineszenz mit steigen-
der Temperatur zu. F¨
ur die LEDs mit Emissionswellenl¨
angen ¨
uber 300 nm ist es genau
umgedreht. Bei diesen LEDs besetzen die L¨
ocher mit steigender Temperatur zunehmend
das tiefer liegende Split-Off-Lochband relativ zu dem Schwer- und Leichtlochband. Somit
81
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
Abbildung 54: Simulierte ¨
Anderung
des Polarisationsgrades der senkrecht
zur c-Achse emittierten Lumineszenz als
Funktion der Temperatur f¨
ur eine 250 nm
und 379 nm LED bei einer konstan-
ten Stromdichte von 200 Acm−2[Wen].
Zus¨
atzlich ist die Messung der ¨
Anderung
des Polarisationsgrades der senkrecht zur
c-Achse emittierten Elektrolumineszenz
einer typischen 379 nm LED eingezeich-
net (f¨
ur 200 Acm−2). Die gepunktete Li-
nie steht f¨
ur keine ¨
Anderung der Polari-
sation.
steigt bei diesen LEDs der TM-polarisierte Anteil der senkrecht zur c-Achse emittieren
Lumineszenz an. F¨
ur die LED mit der Emissionswellenl¨
ange von 303 nm sind die Maxima
von Schwer-, Leicht- und Split-Off-Lochband an nahezu der selben energetischen Position.
Damit bleibt die Verteilung der strahlenden ¨
Uberg¨
ange mit zunehmender Temperatur zwi-
schen den verschiedenen Valenzb¨
andern nahezu konstant. Dies erkl¨
art, warum der Grad
der Polarisation f¨
ur diese LEDs weitestgehend unabh¨
angig von der Temperatur der LED-
Struktur ist.
Zus¨
atzlich zu den polarisationsabh¨
angigen Elektrolumineszenzmessungen wurde exempla-
risch eine Simulation34 des Polarisationsgrades einer 250 nm und 379 nm LED bei verschie-
denen Temperaturen durchgef¨
uhrt. Die Simulationsergebnisse sind in Abb. 54 dargestellt.
Zus¨
atzlich ist in diesem Graphen noch die Messung der ¨
Anderung des Polarisationsgrades
der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolumineszenz einer 379 nm LED aus Abb. 53a
eingezeichnet (f¨
ur 200 Acm−2). Dabei ist eine sehr gute ¨
Ubereinstimmung zwischen den
Simulationsergebnissen und der Messung festzustellen. In beiden F¨
allen nimmt der TM-
polarisierte Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Lumineszenz im selben Maße zu.
Vergleicht man zudem den tendenziellen Verlauf der simulierten 250 nm LED mit dem der
gemessenen 288 nm LED, so ist der gleiche Trend, d.h. eine Zunahme des TE-polarisierten
Anteils der senkrecht zur c-Achse emittierten Lumineszenz zu beobachten. Somit kann die
je nach Emissionswellenl¨
ange unterschiedliche ¨
Anderung der Valenzbandanordnung am Γ-
Punkt der Brillouinzone mit zunehmender Temperatur, welche im vorherigen Absatz n¨
aher
beschrieben wurde, durch die Simulationen best¨
atigt werden. Eine Simulation aller expe-
rimell untersuchten Proben war dabei leider nicht m¨
oglich, da es sich um Fremdproben
handelte, deren genaue Heterostruktur nicht vorlag.
Ein anderer Effekt, welcher auch in einer ¨
Anderung der Polarisation des senkrecht zur c-
Achse emittierten Lichtes mit steigender Temperatur der LED-Struktur resultieren kann,
ist eine thermisch induzierte Verspannung der aktiven Zone. Sie entsteht durch die unter-
34Die Simulation erfolgte durch Dr. H. Wenzel am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur
H¨
ochstfrequenztechnik basierend auf einem k ·p-Modell.
82
6.3 Abh¨
angigkeit der optischen Polarisation von der Verspannung der aktiven Zone
schiedlichen Ausdehnungskoeffizienten von LED-Template und aktiver Zone. Eine Absch¨
at-
zung dieses Effekts (Gitterkonstanten und Ausdehungskoeffizienten aus Referenz [BKS+08],
siehe auch Kapitel 2.1) ergab jedoch, dass dieser Effekt nur eine untergeordnete Rolle
bei der ¨
Anderung des Polarisationsgrades mit steigender Temperatur spielt. So liegt die
¨
Anderung des Verspannungszustandes der aktiven Zone bei einer Erh¨
ohung der Tempera-
tur von 20 ◦C auf 170 ◦C bei kleiner/ gleich 0,04 %. Wie im n¨
achsten Kapitel gezeigt werden
wird, resultiert diese ¨
Anderung der Verspannung in einer nur sehr kleinen ¨
Anderung des Po-
larisationsgrades, so dass die dadurch hervorgerufene Verschiebung des Polarisationsgrades
vernachl¨
assigt werden kann.
Somit best¨
atigen die temperaturabh¨
angen Messungen des Polarisationsgrades die im vorhe-
rigen Kapitel festgestellte ¨
Anderung der Valenzbandanordung am Γ-Punkt der Brillouinzo-
ne. Auch durch diese Messungen konnte ein ¨
Ubergang von haupts¨
achlich TE-polarisiertem
Licht zu haupts¨
achlich TM-polarisiertem Licht (Polarisationsgrad von Null) f¨
ur LEDs mit
einer Emissionswellenl¨
ange um 300 nm festgestellt werden.
6.3 Abh¨
angigkeit der optischen Polarisation von der Verspannung
der aktiven Zone
Da die Verspannung der aktiven Zone einen großen Einfluss auf die elektronische Band-
struktur von Halbleitern hat [DYRA10; YRSdW09], soll in diesem Kapitel der Einfluss der
in der Ebene induzierten Verspannung in den LEDs auf deren Polarisationsgrad untersucht
werden. Dazu wird zum einen bei 380 nm LEDs, welche auf identischen LED-Templates
abgeschieden wurden, der Einfluss verschiedener Quantenfilmbarrieren (und damit unter-
schiedlich verspannten aktiven Zonen) auf den Grad der Polarisation untersucht. Eine
andere M¨
oglichkeit, den Verspannungsgrad in den LEDs zu beeinflussen, ist die Verwen-
dung von unterschiedlichen Substraten. Daher wird im zweiten Teil auf den Einfluss des
Substrates auf die in der Ebene induzierte Verspannung der aktiven Zone und damit des
Polarisationsgrades von 253 nm LEDs mit identischen LED-Heterostrukturen n¨
aher einge-
gangen.
6.3.1 Einfluss der Quantenfilmbarrieren
Im folgendem Abschnitt wird der Einfluss von Quantenfilmbarrieren mit unterschiedlicher
Zusammensetzung auf den Polarisationsgrad von LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange
von ca. 380 nm untersucht. Der schematische Schichtaufbau der untersuchten LEDs ist in
Abb. 55 dargestellt. Alle LEDs wurden auf identischen Saphir/GaN-Templates abgeschie-
den. Auf dem Template wurde dann eine ca. 3,5 µm dicke n-dotierte GaN-Kontaktschicht,
gefolgt von der aktiven Zone und einer ca. 200 nm dicken p-dotierten GaN-Kontaktschicht
abgeschieden. Die aktive Zone, welche sich f¨
ur ein besseres Ladungstr¨
agerconfinement
zwischen einer Elektronen- und L¨
ochersperrschicht befindet, besteht aus 3,5 nm dicken
83
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
Abbildung 55: Schematischer Schichtaufbau der untersuchten 380 nm LEDs. Als aktive
Zone dienen InGaN-Quantenfilme mit einer Indiumkonzentration von 2 %. Um eine unter-
schiedliche in der Ebene induzierte Verspannung der aktiven Zone zu gew¨
ahrleisten, wurden
Quantenfilmbarrieren aus GaN und InxAl0,16Ga0,84−xN mit einer Indiumkonzentration x zwi-
schen 0 % und 3 % benutzt.
In0,02Ga0,98N-Mehrfachquantenfilmen mit 7 nm dicken Barrieren unterschiedlicher Zusam-
mensetzung. Als Barrieren wurden GaN- und InxAl0,16Ga0,84−xN-Schichten mit einer In-
diumkonzentration x zwischen 0 % und 3 % untersucht. Durch die unterschiedliche Zu-
sammensetzung der Barrieren konnte dabei gezielt die Gitterkonstante dieser Barrieren
beeinflusst werden. Mit zunehmenden Indiumgehalt der quatern¨
aren Barrieren (bei gleich-
zeitig konstantem Aluminiumgehalt der InAlGaN-Barrieren) wurde diese gr¨
oßer, so dass
dadurch der in der Ebene resultierende Verspannungsgrad der aktiven Zone gezielt variiert
werden konnte.
Um die aus der Gitterfehlanpassung zwischen LED-Template und aktiver Zone resultie-
renden Verspannungen zu untersuchen, wurden Vergleichsstrukturen unter identischen Be-
dingungen wie die LEDs abgeschieden. Das Wachstum wurde daf¨
ur allerdings nach der
Elektronensperrschicht abgebrochen, um Messungen mit anderen Untersuchungsmethoden
m¨
oglich zu machen. Diese Strukturen wurden mit hochaufl¨
osender R¨
ontgendiffraktome-
trie untersucht35. Die Ω/2Θ-Scans des (0002)-Reflexes sind in Abb. 56 dargestellt. Die
Kurven sind dabei f¨
ur eine bessere Unterscheidbarkeit auf der y-Achse verschoben auf-
getragen. Es ist zu erkennen, dass mit zunehmender Indiumkonzentration in den Bar-
rieren der R¨
ontgenpeak 0. Ordnung zunehmend in den GaN-Peak bei 17,37 ◦des LED-
Templates schiebt. Dies l¨
asst die Schlussfolgerung zu, dass die in der Ebene resultierende
Verspannung der aktiven Zone mit steigendem Indiumgehalt abnimmt. Durch Fitten der
R¨
ontgendiffraktogramme konnte eine in der Ebene tensile Verspannung um 0,38 % der
AlGaN-Barrieren gegen¨
uber dem Saphir/GaN-Template festgestellt werden. Eine in der
Ebene tensile Verspannung von 0,16 % liegt f¨
ur die InAlGaN-Barrieren mit 2 % Indium
35Diese Messungen wurden nicht im Rahmen dieser Arbeit durchgef¨
uhrt. Die Messung erfolgte am Ferdinand-
Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik von V. K¨
uller.
84
6.3 Abh¨
angigkeit der optischen Polarisation von der Verspannung der aktiven Zone
Abbildung 56: Ω/2Θ-Scans in
(0002)-Refexion von InGaN-Mehr-
fachquantenfilme mit Elektronen-
und L¨
ochersperrschicht f¨
ur verschie-
dene Quantenfilmbarrieren [Kue]. Zu
erkennen ist eine deutliche Reduk-
tion der Verspannung zwischen dem
Saphir/GaN-Template und der aktiven
Zone mit steigendem Indiumgehalt.
F¨
ur eine bessere Unterscheidbarkeit der
Strukturen wurden diese auf der y-Achse
gegeneinander verschoben dargestellt.
vor. F¨
ur ein Indiumgehalt von 3 % ist nur noch eine geringe in der Ebene tensile Verspan-
nung der Barrieren von 0,06 % gegen¨
uber dem Template zu messen. Die LEDs mit den
GaN-Barriere zeigen hingegen in der Ebene unverspannte Barrieren gegen¨
uber dem Tem-
plate. Durch den Einsatz dieser unterschiedlichen Quantenfilmbarrieren ¨
andert sich somit
die in der Ebene effektive Verspannung der aktiven Zone in Bezug auf das Saphir/GaN-
Template zwischen den untersuchten LED-Strukturen deutlich, was Auswirkungen auf die
Anordnung der Valenzb¨
ander in den LEDs haben kann.
Um dies zu untersuchen, wurde die senkrecht zur c-Achse emittierte Elektrolumineszenz
polarisationsabh¨
angig gemessen. Der experimentelle Aufbau f¨
ur diese Messungen ist dabei
n¨
aher in Kapitel 4.4 beschieben. Die Messungen erfolgten bei Raumtemperatur und einem
konstanten Gleichstrom von 20 mA. In Abb. 57 ist der Polarisationsgrad der senkrecht zur
c-Achse emittierten Elektrolumineszenz f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von ca.
380 nm in Abh¨
angigkeit von der in der Ebene tensilen Verspannung der Quantenfilmbarrie-
ren dargestellt. Der Grad der Polarisation ist dabei nach Gleichung 27 definiert. Dabei ist
festzustellen, dass mit abnehmender ternsiler Verspannung der Quantenfilmbarrieren, d.h.
mit steigendem Indiumanteil x in den InxAl0,16Ga0,84−xN-Quantenfilmbarrieren, der Polari-
sationsgrad der senkrecht zur c-Achse emittierten Lumineszenz deutlich abnimmt. Er sinkt
von 0,67 f¨
ur die LED mit den 0,38 % verspannten Al0,16Ga0,84N-Quantenfilmbarrieren auf
0,43 f¨
ur die LED mit unverspannten GaN-Quantenfilmbarrieren. Somit nimmt der TM-
polarisierte Teil der Lumineszenz mit einer in der Ebene abnehmenden Verspannung der
Quantenfilmbarrieren deutlich zu. Diese Messungen zeigen damit, dass die in der Ebene
induzierte Verspannung der Barrieren und damit die Verspannung der aktiven Zone einen
großen Einfluss auf den Polarisationsgrad der Elektrolumineszenz von nahen UV-LEDs mit
einer aktiven Zone aus InGaN hat.
Diese ¨
Anderungen des Polarisationsgrades der senkrecht zur c-Achse emittierten Lumines-
zenz legen nahe, dass sich durch die unterschiedlichen in der Ebene verspannten aktiven
Zonen die elektronische Bandstruktur der Quantenfilme und damit die Anordnung der
85
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
Abbildung 57: Grad der Polarisation
der senkrecht zur c-Achse emittierten
Elektrolumineszenz von 380 nm LEDs in
Abh¨
angigkeit von der in der Ebene tensi-
len Verspannung der Quantenfilmbarrieren.
Die Messung erfolgte bei Raumtemperatur
und einem konstanten Injektionsstrom von
20 mA.
unterschiedlichen Valenzb¨
ander am Γ-Punkt der Brillouinzone ¨
andert. Die Messresultate
deuten an, dass sich der energetische Abstand zwischen dem Schwer- bzw. Leichtlochband
und dem Split-Off-Lochband mit einer in der Ebene zunehmenden tensilen Verspannung
der aktiven Zone in 380 nm LEDs vergr¨
oßert. Dadurch nehmen die ¨
Uberg¨
ange zwischen
dem Leitungsband und dem Schwer- bzw. Leichtlochband zu, was den TE-polarisierten An-
teil der emittierten Lumineszenz erh¨
oht. Welcher Effekt nun genau f¨
ur die ¨
Anderung der
Bandstruktur der Quantenfilme mit sich ¨
andernder Verspannung der Quantenfilmbarrieren
verantwortlich ist, kann abschließend nicht gekl¨
art werden. Dazu w¨
aren weitere Untersu-
chungen n¨
otig, wie z.B. eine detaillierte Simulation der elektronischen Bandstuktur der
einzelnen LEDs. Dies war aber aufgrund von Softwarebeschr¨
ankungen im Rahmen dieser
Arbeit leider nicht m¨
oglich.
Die Messungen zeigen jedoch, dass es unter Umst¨
anden sinnvoll sein kann, in UV-LEDs ge-
zielt verspannte aktive Zonen zu verwenden, um den TE-polarisierten Anteil der Lumines-
zenz zu erh¨
ohen. Damit k¨
onnte eine verbesserte Lichtextraktionseffizienz bei standardisiert
geh¨
austen LEDs erreicht werden. Dabei ist jedoch zu beachten, dass durch Verspannungen
der aktiven Zone noch andere Effekte auftreten, wie z.B. der Quantum Confined Stark
Effekt. Durch diesen kann es mit zunehmender Verspannung in der aktiven Zone zu einer
Verringerung des Elektronen- und L¨
ocherwellenfunktions¨
uberlapps kommen, was die strah-
lende Rekomination der Ladungstr¨
ager reduziert. Der Nutzen der gezielten Verspannung
der aktiven Zone muss somit f¨
ur die einzelnen LEDs verschiedener Emissionswellenl¨
ange
immer neu betrachtet werden.
6.3.2 Einfluss des Substrates
Eine weitere M¨
oglichkeit, die Verspannung in der aktiven Zone zu beeinflussen ist die Ver-
wendung von unterschiedlichen Substraten. Speziell f¨
ur ferne UV-LEDs ist die Verwendung
von AlN-Substraten sehr interessant, da auf ihnen, aufgrund der geringen Differenz der Git-
terkonstanten (siehe Kapitel 2.1) zwischen Substrat und Epitaxieschicht im Vergleich zum
86
6.3 Abh¨
angigkeit der optischen Polarisation von der Verspannung der aktiven Zone
Wachstum auf Saphir/AlN-Templates, ein defekt¨
armeres Wachstum zu erwarten ist. Dies
sollte den Anteil der nichtstrahlenden Rekombination (an Defekten) deutlich reduzieren, so
dass es m¨
oglich sein sollte, LEDs mit einer h¨
oheren internen Quanteneffizizenz auf diesen
Substraten zu realisieren.
Im nun folgenden Abschnitt soll der Einfluss des Substrates auf die optische Polarisation
der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolumineszenz untersucht werden. Dazu wur-
de eine identische LED-Heterostruktur sowohl auf einem Saphir/AlN-Template als auch
direkt auf einem AlN-Substrat abgeschieden. Die n-dotierte Seite der LED bestand da-
bei aus transparenten AlGaN-Schichten mit unterschiedlichen Aluminiumgehalten, gefolgt
von der aktiven Zone, einer AlGaN-Elektronensperrschicht und einer absorbierenden p-
dotierten Kontaktschicht. Als aktive Zone wurden AlGaN-Mehrfachquantenfilme f¨
ur eine
Lichtemission bei 253 nm benutzt36.
Abbildung 58 zeigt den Einfluss des Substrates auf den Grad der Polarisation der senk-
recht zur c-Achse emittierten Lichtemission f¨
ur 253 nm LEDs. Der Grad der Polarisation
ist dabei nach Gleichung 27 definiert. Die Messungen erfolgten bei Raumtemperatur und
einem Gleichstrom von 20 mA. In Abb. 58 ist dabei ein starker Einfluss der Substrate auf
den Grad der Polarisation zu erkennen. F¨
ur die 253 nm LEDs auf den Saphirsubstraten
wurde ein Polarisationsgrad zwischen -0,18 und -0,36 gemessen. Damit liegt f¨
ur diese LEDs
eine dominante TM-polarisierte Lichtemission senkrecht zur c-Achse vor. Die Streuung der
Messwerte bei den drei untersuchten LEDs kann dabei mit einer geringen Variation des
LED-Templates oder des Wachstumsprozesses erkl¨
art werden, welche eine Ver¨
anderung der
Verspannung der aktiven Zone hervorrufen k¨
onnen. Die LED auf dem AlN-Substrat (glei-
che LED-Heterostruktur) zeigt hingegen einen deutlich h¨
oheren Grad der Polarisation. Er
liegt bei 0,78, was bedeutet, dass das senkrecht zur c-Achse emittierte Licht haupts¨
achlich
TE-polarisiert ist. Erkl¨
art werden kann diese starke ¨
Anderung der Polaristion durch eine
Ver¨
anderung der Verspannung der aktiven Zone, welche durch das Wachstum auf den un-
terschiedlichen Substraten hervorgerufen wird. So ist die aktive Zone der LED auf dem
Abbildung 58: Einfluss des Substrates
auf den Grad der Polarisation der senk-
recht zur c-Achse emittierten Lichtemissi-
on f¨
ur 253 nm LEDs. Verglichen wurde ei-
ne 253 nm LED-Struktur abgeschieden auf
einem AlN- bzw. auf Saphirsubstrat. Die
Messungen erfolgten bei Raumtemperatur
und 20 mA.
36Eine genaue Beschreibung der LED-Heterostuktur ist aus Vertraulichkeitsgr¨
unden leider nicht m¨
oglich.
87
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
AlN-Substrat (pseudomorph gewachsen) deutlich st¨
arker in der Ebene kompressiv ver-
spannt als die aktive Zone der LED, welche auf dem Saphir/AlN-Template abgeschieden
wurde [NCY+12].
Um dies n¨
aher zu untersuchen, wurden Simulationen37 der LED-Heterostruktur mit einem
k·p-Modell durchgef¨
uhrt. Die verwendeten Simulationsparameter sind in der Arbeit von
J. E. Northrup et al. [NCY+12] zu finden. Ziel der Simulationen war es, den Einfluss der
Verspannung und der Barrierenkomposition auf die optische Polarisation zu untersuchen.
Bei den Simulationen wurde dabei angenommen, dass die LED-Schichten pseudomorph
auf das Template gewachsen wurden und die lateralen Gitterkonstanten von Quantenfilm
und Quantenfilmbarrieren gleich der des Templates sind. Damit konnte die Verspannung
der einzelnen Schichten durch einen Vergleich mit den entsprechenden relaxierten AlGaN-
Schichten ermittelt werden, deren Gitterkonstante ¨
uber das Vegardsche Gesetzes bestimmt
wurde.
Abbildung 59a zeigt die minimale Emissionswellenl¨
ange, f¨
ur die eine senkrecht zur c-Achse
dominante TE-polarisierte Lichtemission m¨
oglich ist (λmin(TE)), in Abh¨
angigkeit der Rela-
xation der lateralen Gitterkonstante der AlGaN-Quantenfilme f¨
ur zwei verschiedene Quan-
tenfilmbarrierenh¨
ohen. In beiden F¨
allen ist zu erkennen, dass f¨
ur eine dominante TE-
(a) λmin(TE) als Funktion der Relaxation der
planaren AlGaN-Gitterkonstanten im Quanten-
film
(b) Verspannung der aktiven Zone als Funktion von
λmin(TE)
Abbildung 59: Simulierte minimale Emissionswellenl¨
ange f¨
ur eine dominante TE-
polarisierte Lichtemission (λmin(TE)) (a) in Abh¨
angigkeit der Relaxation der planaren
AlGaN-Gitterkonsten im Quantenfilm [Nor; NCY+12] und (b) in Anh¨
angigkeit der Verspan-
nung der aktiven Zone (Aluminiumanteil der Quantenfilmbarriere = 70 %) [Nor; NCY+12].
In (a) ist zus¨
atzlich der Einfluss der Aluminiumkonzentration (xbar) in den Quantenfilmbar-
rieren dargestellt.
37Diese Simulationen wurden nicht im Rahmen dieser Arbeit durchgef¨
uhrt. Sie wurden von J. E. Northrup
(Palo Alto Reseach Center) durchgef¨
uhrt.
88
6.3 Abh¨
angigkeit der optischen Polarisation von der Verspannung der aktiven Zone
Polarisation bei kurzen Emissionswellenl¨
angen eine starke kompressive Verspannung der
aktiven Zone n¨
otig ist. Zudem ist zu beobachten, dass durch eine Erh¨
ohung der Quan-
tenfilmbarrierenh¨
ohe (Erh¨
ohung des Aluminiumanteils von 70 % auf 100 %) eine weitere
Verringerung der minimalen Emissionswellenl¨
ange λmin(TE) um ca. 15 nm m¨
oglich ist.
=aQuantenfilm −arelaxiert
arelaxiert
,(29)
Die Abh¨
angigkeit der minimalen Emissionswellenl¨
ange f¨
ur eine senkrecht zur c-Achse do-
minante TE-Polarisation (λmin(TE)) von der Verspannung der aktiven Zone, welche nach
Gleichung 29 bestimmt wurde, ist in Abb. 59b dargestellt. Dort ist zu erkennen, dass die
minimale Emissionswellenl¨
ange f¨
ur eine dominante TE-Polarisation mit zunehmender kom-
pressiver Verspannung abnimmt. Nach diesen Simulationen ist f¨
ur eine 253 nm LED eine mi-
nimale kompressive Verspannung von ca. 0,75 % n¨
otig, um eine dominante TE-polarisierte
Emission senkrecht zur c-Achse zu erhalten. Die ¨
Anderung der optischen Polarisation mit
zunehmender kompressiver Verspannung kann mit einer spannungsbedingten Umordnung
der LED-Bandstruktur am Γ-Punk erkl¨
art werden. F¨
ur kompressive Verspannungen klei-
ner 0,75 % ist das oberste Valenzband am Γ-Punk das Split-Off-Lochband, gefolgt von
dem energetisch tiefer liegenden Schwer- und Leichtlochband. Damit findet die Hauptre-
kombination der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungs- und dem Split-Off-Lochband statt,
deren senkrecht zur c-Achse emittierte Lumineszenz TM-polarisiert ist. F¨
ur kompressive
Verspannungen gr¨
oßer 0,75 % hingegen ist die Anordnung der Valenzb¨
ander umgedreht. Die
obersten Vanlenzb¨
ander am Γ-Punkt sind in diesem Fall das Schwer- und Leichtlochband.
Das Split-Off-Lochband liegt in diesem Fall energetisch tiefer, so dass die Hauptrekombi-
nation der Ladungstr¨
ager in diesen LEDs zwischen dem Leitungsband und dem Schwer-
und Leichtlochband stattfindet. Die dadurch senkrecht zur c-Achse emittierte Lumineszenz
hat somit eine dominante TE-Polarisation.
Erreicht werden kann eine solch starke Verspannung der aktiven Zone z.B. durch das Wachs-
tum der LED-Struktur auf AlN-Substraten. Durch die deutlich kleinere Gitterkonstante
von AlN (siehe Kapitel 2.1) im Vergleich zur aktiven Zone ist es durch pseudomorphes
Wachstum der Quantenfilme (Quantenfilme haben nach dem Wachstum die gleiche a-
Gitterkonstante wie das Substrat) auf diesen AlN-Substraten m¨
oglich, LEDs mit stark
kompressiv verspannten aktiven Zone zu realisieren. Dieser Effekt kann sehr gut in den ex-
perimentellen Ergebnissen beobachtet werden. So weist die LED in Abb. 58, welche auf ei-
nem AlN-Substrat abgeschieden wurde, eine deutlich ausgepr¨
agte TE-polarisierte Emission
senkrecht zur c-Achse auf, welche durch die starke resultierende kompressive Verspannung
der aktiven Zone verursacht wird. Die gleiche LED-Heterostruktur auf Saphirsubstrat zeig-
te hingegen eine dominante TM-polarisierte Emission senkrecht zur c-Achse, da durch das
Wachstum auf den Saphir/AlN-Templates die kompressive Verspannung deutlich reduziert
wurde [NCY+12].
Somit konnte auch in diesem Abschnitt gezeigt werden, dass die Verspannung in den LEDs
einen großen Einfluss auf die Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolu-
mineszenz hat. Durch pseudomorphes Wachstum der Quantenfilme auf den AlN-Substraten
89
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
konnte der TE-polarisierte Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission deut-
lich gesteigert werden, was in guter ¨
Ubereinstimmung mit Photolumineszenzmessungen von
Murotani et al. [MYMH11] und Banal et al. [BFK09] ist. Somit sind ferne UV-LEDs auf
AlN-Substraten vielversprechende Kandidaten, um aufgrund des großen Anteils des senk-
recht zur c-Achse emittierten TE-polarisierten Lichtes eine deutlich h¨
ohere Lichtextraktion
durch das Substrat oder die Oberfl¨
ache der LED zu gew¨
ahrleisten, was die externe Quan-
teneffizenz dieser Bauelemente deutlich steigern sollte.
6.4 Stromabh¨
angigkeit der optischen Polarisation
Neben der Temperatur hat auch der Injektionsstrom bzw. die daraus resultierende Strom-
dichte einen Einfluss auf die Besetzung der einzelnen Energieb¨
ander bzw. Energieniveaus
mit Ladungstr¨
agern. In diesem Unterkapitel soll daher untersucht werden, welchen Einfluss
ein steigender Injektionsstrom auf die Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten
Lichtemission f¨
ur LEDs im UVA- und UVB-Spektralbereich hat.
F¨
ur die stromabh¨
angigen Messungen wurden die selben LED-Wafer wie in Kapitel 6.2 un-
tersucht. F¨
ur die Messungen wurde der Strom in 20 mA Schritten zwischen 20 mA und
100 mA erh¨
oht. Damit ergaben sich bei einer Kontaktfl¨
ache von 100 µm×100 µm Strom-
dichten zwischen 200 Acm−2und 1000 Acm−2. Eine Messung bei h¨
oheren Str¨
omen war
leider nicht m¨
oglich, da die zur Verf¨
ugung stehenden LEDs dabei besch¨
adigt worden w¨
aren.
Um einen durch die Selbsterw¨
amung der LED herforgerufenen Einfluss der Tempera-
tur mit zunehmenden Injektionsstrom zu reduzieren bzw. zu verhindern, m¨
ussten die
stromabh¨
angigen Messungen der optischen Polarisation idealer Weise unter gepulsten Be-
dingungen erfolgen. Dies war aber aufgrund der sehr geringen Intensit¨
at der meisten unter-
suchten LEDs nur f¨
ur die 379 nm LED m¨
oglich. In Abb. 60 ist daher die typische ¨
Anderung
des Polarisationsgrades in Ab¨
angigkeit der Stromdichte einer 379 nm LED, gemessen unter
cw- und gepulsten Bedingungen (Pulsbreite: 1 µs , Wiederholfrequenz: 1 kHz), dargestellt.
Die Berechnung vom Grad der Polarisation erfolgt dabei nach Gleichung 27. Bei einem
Abbildung 60: Typischer Einfluss der
Stromdichte auf die ¨
Anderung des Pola-
risationsgrades der senkrecht zur c-Achse
emittierten Lichtemission einer 379 nm
LED. Verglichen wurde eine Messung un-
ter cw- und gepulsten Messbedingung mit
Simulationen [Wen]. Die Geraden geben
den tendenziellen Verlauf der Messung
wieder. Die Messung erfolgte bei Raum-
temperatur.
90
6.4 Stromabh¨
angigkeit der optischen Polarisation
Vergleich der beiden Messungen ist tendenziell der gleiche Verlauf mit ann¨
ahernd dem
selben leichten linearen Abfall festzustellen. Somit scheint die durch die Selbsterw¨
armung
resultierende Temperaturerh¨
ohung in der LED nahezu keinen Einfluss auf den Grad der
Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission in der 379 nm LED zu ha-
ben. Er sinkt sowohl f¨
ur die cw- also auch f¨
ur die gepulste Messung bei einer Erh¨
ohung der
Stromdichte von 200 Acm−2auf 1000 Acm−2leicht um -0,006. Dies bedeutet, dass der TM-
polarisierte Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission leicht ansteigt. Ver-
gleicht man dies mit Simulationen, welche von Dr. H. Wenzel am Ferdinand-Braun-Institut,
Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik basierend auf einem k ·p-Modell durchgef¨
uhrt
wurden, so kann der gleiche tendenzielle Verlauf beobachtet werden. Jedoch ist in den Si-
mulationen eine etwas st¨
arkere Zunahme des TM-polarisierten Anteils der Emission (in
der Ebene) mit zunehmender Stromdichte zu erkennen, was an Abweichungen von nicht
genau bekannten Materialparmetern der realen LED-Strukturen und den Annahmen dieser
Parameter in den Simulation liegen kann (z.B. der Verspannungsgrad).
In Abb. 61 ist der typische Einfluss der Stromdichte auf die ¨
Anderung des Polarisations-
grades der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission von LEDs mit Emissionswel-
lenl¨
angen zwischen 288 nm und 379 nm dargestellt. Die Geraden geben dabei den tenden-
ziellen Verlauf der Messung wieder. Dabei ist f¨
ur alle Proben ein abnehmender Grad der
Polarisation mit zunehmender Stromdichte zu beobachten, was bedeutet, dass der TM-
polarisierte Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission steigt. Somit steigt
mit zunehmender Stromdichte und damit zunehmender Ladungstr¨
agerkonzentration in der
aktiven Zone die Rekombination der Elektronen mit den L¨
ochern aus dem Split-Off-Loch-
band st¨
arker als die Rekombination der Elektronen mit den L¨
ochern aus dem Schwer- bzw.
Leichtlochband an. Zudem ist zu beobachten, dass mit k¨
urzerer Emissionswellenl¨
ange der
LEDs der TM-polarisierte Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolumineszenz
im gleichen Stromdichtebereich st¨
arker zunimmt, da f¨
ur diese LEDs das Split-Off-Lochband
energetisch n¨
aher an dem Schwer- bzw. Leichtlochband liegt bzw. ab einer bestimmten
Emissionswellenl¨
ange das oberste Valenzband ist. Dieser Trend kann auch in den Simula-
Abbildung 61: Typischer Einfluss der
Stromdichte auf die ¨
Anderung des Pola-
risationsgrades der senkrecht zur c-Achse
emittierten Lichtemission von UVA- und
UVB-LEDs. Die Geraden geben den ten-
denziellen Verlauf der Messung wieder.
Die Messung erfolgte an 100 µm×100 µm
Kontakten bei Raumtemperatur (cw).
91
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
Abbildung 62: Simulierter Einfluss der
Stromdichte auf die ¨
Anderung des Pola-
risationsgrdes der senkrecht zur c-Achse
emittierten Lichtemission einer 379 nm
und 250 nm LED [Wen]. Die Simulation
erfolgte f¨
ur 300 K.
tionen38 (siehe Abb. 62) beobachtet werden. Dort ist die simulierte ¨
Anderung des Polarisa-
tionsgrades der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission einer 379 nm und 250 nm
LED in einem ¨
ahnlichen Stromdichtebereich wie in den Messungen dargestellt. Auch hier
steigt der TM-polarisierte Anteil der k¨
urzerwelligen LED mit zunehmender Stromdichte
st¨
arker an.
Somit konnte in diesem Unterkapitel festgestellt werden, dass mit einer steigenden Strom-
dichte und damit einer steigenden Ladungstr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone von
UVA- und UVB-LEDs der TM-polariseirte Anteil relativ zum TE-polarisiertem Anteil der
senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission ansteigt. Dabei konnte f¨
ur UVA-LEDs
nur ein sehr leichter Anstieg um maximal -0,014 bei einer Erh¨
ohung der Stromdichte von
200 Acm−2auf 1000 Acm−2gemessen werden. F¨
ur LEDs im ferneren UV-Spektralbereich
konnte eine st¨
arkere Zunahme des TM-polarisierten Anteils der senkrecht zur c-Achse emit-
tierten Lichtemission mit zunehemender Stromdichte beobachtet werden. Diese ¨
Anderung
lag bei der 288 nm LED bei maximal -0,058 f¨
ur eine Erh¨
ohung der Stromdichte von
200 Acm−2auf 1000 Acm−2. Verglichen mit den temperatur- und spannungsabh¨
angigen
Messungen der optischen Polarisation kann allerdings festgehalten werden, dass in den
untersuchten LEDs die ¨
Anderung der optischen Polarisation durch einen zunehmenden
Injektionsstrom weitaus geringer ist als bei der ¨
Anderung der Temperatur oder der Ver-
spannung in der LED, so dass der Effekt der Ladungstr¨
agerkonzentrationszunahme in der
aktiven Zone bei der ¨
Anderung der optischen Polarisation nur eine untergeordnete Rolle
spielt.
6.5 Zusammenfassung: Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen
Elektrolumineszenz
In diesem Kapitel wurde die optische Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittier-
ten Elektrolumineszenz von LEDs in einem Spektralbereich zwischen 253 nm und 386 nm
38Durchgef¨
uhrt von Dr. H. Wenzel (FBH) basierend auf einem k ·p-Modell.
92
6.5 Zusammenfassung: Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Elektrolumineszenz
weltweit erstmals systematisch untersucht, da diese einen großen Einfluss auf die Lichtaus-
kopplung aus dem LED-Chip hat.
Dabei konnte bei den LEDs auf den Saphirsubstraten im untersuchten Spektralbereich ei-
ne nahezu lineare Abh¨
angigkeit des Grades der Polarisation von der Emissionswellenl¨
ange
festgestellt werden. Ein Grad der Polarisation von Null, d.h. der TE- und TM-polariserte
Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Lumineszenz ist gleich, konnte f¨
ur LEDs mit
einer Emissionswellenl¨
ange um 300 nm beobachtet werden. F¨
ur LEDs mit gr¨
oßeren Emis-
sionswellenl¨
angen ergab sich aus den Messungen eine senkrecht zur c-Achse dominante
TE-polarisierte Lichtemission, da f¨
ur diese LEDs die Hauptrekombination der Ladungs-
tr¨
ager zwischen dem Leitungs- und dem Schwer- und Leichtlochband stattfindet. LEDs
mit Emissionwellenl¨
angen kleiner als 300 nm zeigten hingegen eine senkrecht zur c-Achse
dominante TM-polarisierte Lichtemission, da sich f¨
ur diese LEDs die Valenzbandordnung
am Γ-Punkt der Brillouinzone ¨
andert, so dass die Hauptrekombination der Ladungstr¨
ager
zwischen dem Leitungs- und dem Split-Off-Lochband stattfindet.
In einem weiteren Schritt wurde die Temperaturabh¨
angigkeit der optischen Polarisation
an ausgew¨
ahlten LEDs untersucht. Hierbei zeigte die LED mit einer Emissionswellenl¨
ange
unter 300 nm eine Zunahme des TE-polarisierten Anteils der senkrecht zur c-Achse emit-
tierten Lumineszenz mit steigender Temperatur, da durch die zunehmende Temperatur
die thermische Energie der Ladungstr¨
ager deutlich ansteigt und damit energetisch tiefe-
re Valenzb¨
ander (in diesem Fall das Schwer- und Leichtlochband) zunehmend mit La-
dungstr¨
agern besetzt werden k¨
onnen. F¨
ur LEDs mit Emissionswellenl¨
angen gr¨
oßer als
300 nm konnte eine Zunahme des TM-polarisierten Anteils der Lumineszenz beobachtet
werden, da f¨
ur diese LEDs der strahlende ¨
Ubergang der Ladungstr¨
ager zwischen dem Lei-
tungsband und dem energetisch tieferen Split-Off-Lochband mit zunehmender Tempera-
tur ansteigt. F¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange um 300 nm wurde hingegen ein
nahezu unver¨
anderter Polarisationsgrad beobachtet. Somit haben auch die temperaturab-
h¨
angigen Messungen des Polarisationsgrades eine ¨
Anderung der Valenzbandanordung am
Γ-Punkt der Brillouinzone best¨
atigt. Auch durch diese Messungen konnte ein ¨
Ubergang
von haupts¨
achlich TE-polarisiertem Licht zu haupts¨
achlich TM-polarisiertem Licht (Po-
larisationsgrad von Null) f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange um 300 nm ermittelt
werden.
Durch eine Variation der Quantenfilmbarrieren in 380 nm LEDs und einer Variation des
Substrates bei 253 nm LEDs wurde der Einfluss der Verspannung der aktiven Zone auf
den Polarisationsgrad untersucht. Dabei konnte in beiden F¨
allen ein starker Einfluss der
Verspannung auf den Grad der Polarisation beobachtet werden. F¨
ur die 380 nm LEDs ergab
sich eine Zunahme der TM-Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission
mit abnehmender tensiler Verspannung der Quantenfilmbarrieren. F¨
ur die 253 nm LEDs
konnte sogar eine ¨
Anderung der dominanten Polarisation von haupts¨
achlich senkrecht zur
c-Achse TM-polarisierten Licht f¨
ur LEDs auf den Saphirsubstraten zu haupts¨
achlich TE-
polarisiertem Licht f¨
ur LEDs auf dem AlN-Substrat (pseudomorph gewachsen) beobachtet
werden. Somit ließ sich zeigen, dass die Verspannung einen großen Einfluss auf den Grad
der Polarisation und damit auf die elektronische Bandstruktur der LEDs hat.
93
6 Polarisationsabh¨
angigkeit der lateralen Emission von UV-LEDs
Bei den stromabh¨
angigen Polarisationsmessungen der lateralen Elektrolumineszenz konnte
festgestellt werden, dass mit einer steigenden Stromdichte (also einer steigenden Ladungs-
tr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone) in UVA- und UVB-LEDs der TM-polarisierte
Anteil relativ zum TE-polarisiertem Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Licht-
emission ansteigt. Dabei konnte f¨
ur UVA-LEDs nur ein sehr leichter Anstieg um maximal
-0,014 bei einer Erh¨
ohung der Stromdichte von 200 Acm−2auf 1000 Acm−2gemessen wer-
den. F¨
ur LEDs im ferneren UV-Spektralbereich ergab sich hingegen eine st¨
arkere Zunahme
des TM-polarisierten Anteils der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission mit zu-
nehemender Stromdichte. Diese ¨
Anderung lag bei der 288 nm LED bei maximal -0,058
f¨
ur eine Erh¨
ohung der Stromdichte von 200 Acm−2auf 1000 Acm−2. Verglichen mit den
temperatur- und spannungsabh¨
angigen Messungen der optischen Polarisation kann aller-
dings festgehalten werden, dass in den untersuchten LEDs die ¨
Anderung der optischen
Polarisation durch einen zunehmenden Injektionsstrom weitaus geringer ist als bei der
¨
Anderung der Temperatur oder der Verspannung in der LED, so dass der Effekt einer
Zunahme der Ladungstr¨
agerdichte in der aktiven Zone bei der ¨
Anderung der optischen
Polarisation nur eine untergeordnete Rolle spielt.
Die polaristionsabh¨
angigen Messungen in diesem Kapitel haben somit gezeigt, dass der
Grad der Polarisation mit abnehmender Emissionswellenl¨
ange, also zunehmendem Alu-
miniumgehalt der aktiven Zone, deutlich abnimmt, was sich negativ auf die Extraktions-
effizienz von vor allem fernen UV-LEDs auswirken kann. Als m¨
oglicher L¨
osungsansatz
f¨
ur dieses Problem konnte die Verwendung von AlN-Substraten aufgezeigt werden. Mit
ihnen konnte auch f¨
ur eine pseudomorph gewachsene 253 nm LED eine deutliche domi-
nante TE-polarisierte Elektrolumineszenz senkrecht zur c-Achse beobachtet werden (auf
Saphirsubstrat wurde eine dominante TM-Polarisation gemessen), so dass diese Substrate
vielversprechende Kandidaten sind, um die Extraktionseffizienz in fernen UV-LEDs deut-
lich zu steigern. Zus¨
atzlich konnte gezeigt werden, dass auch die Verwendung von gezielt
verspannten aktiven Zonen hilfreich sein kann (durch eine gezielte ¨
Anderung in der LED-
Heterostruktur), um den TE-polarisierten Anteil der lateralen Lichtemission zu steigern
und damit den Polarisationsgrad der emittierten Elektrolumineszenz zu kontrollieren.
94
7 Zusammenfassung und Ausblick
In dieser Arbeit wurde der Einfluss verschiedener Parameter bzw. physikalischer Effekte
auf die externe Quanteneffizienz von UV-LEDs untersucht. Dabei konnte durch eine Kom-
bination von Simulationen der LED-Heterostruktur und Elektrolumineszenzmessungen an
320 nm LEDs eine gezielte Verbesserung der LED-Heterostruktur und damit der internen
Quanteneffizienz von LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange um 320 nm erreicht werden. Ne-
ben der internen Quanteneffizienz spielt auch die Extraktionseffizienz eine wichtige Rolle,
um LEDs mit einer m¨
oglichst hohen externen Quanteneffizienz zu realisieren. Daher wurde
im zweiten Teil der Arbeit die ¨
Anderung der Polarisation der senkrecht zur c-Achse emit-
tierten Elektrolumineszenz mit steigendem Aluminiumgehalt der aktiven Zone weltweit das
erste Mal systematisch untersucht, da sie speziell bei fernen UV-LEDs eine entscheidende
Rolle f¨
ur die Extraktionseffizienz spielt.
F¨
ur eine Erh¨
ohung der internen Quanteneffizienz ist die Reduzierung der Defektdichte in
den einzelnen Schichten sowie das Design der aktiven Zone und der Elektronensperrschich-
ten von entscheidender Bedeutung. Durch eine gezielte Verbesserung dieser Parameter
kann die nichtstrahlende Rekombination der Ladungstr¨
ager an Defekten reduziert, die La-
dungstr¨
agerinjektion verbessert und der Ladungstr¨
agereinschluss gesteigert werden, was
die strahlende Rekombination der Ladungstr¨
ager und damit die interne Quanteneffizinez
der LEDs deutlich erh¨
ohen kann. Daher wurde im ersten Teil dieser Arbeit der Einfluss
der Defektdichte, verschiedener aktiver Zonen und der Elektronensperrschichten auf die
Effizienz verschiedener UV-LEDs betrachtet.
Bei der Untersuchung des Einflusses der Defektdichte auf die interne und externe Quan-
teneffizienz von UV-LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von 380 nm konnte eine starke
Reduzierung der Lichtleistung mit zunehmender Defektdichte der LEDs beobachtet wer-
den. So fiel die Lichtleistung bei einem Strom von 20 mA f¨
ur LEDs mit einer Defekt-
dichte von 5,1·108cm−2um einen Faktor von 4,6 f¨
ur LEDs mit einer Defektdichte von
7,8·109cm−2ab. Dieses Verhalten kann mit einer Zunahme an Zentren f¨
ur nichtstrahlende
Rekombinationsprozesse (z.B. Defekte) erkl¨
art werden, so dass bei gleicher Anregungsdich-
te mehr Elektronen und L¨
ocher nichtstrahlend rekombinieren k¨
onnen. Bei einem Vergleich
der aus den Messungen abgesch¨
atzten internen Quanteneffizienz mit Simulationen der in-
ternen Quanteneffizienz dieser LEDs konnte eine gute ¨
Ubereinstimmung gefunden werden,
so dass das Simulationsmodell auch f¨
ur die Absch¨
atzung der Abh¨
angigkeit der internen
Quanteneffizienz von der Defektdichte f¨
ur 320 nm LEDs genutzt werden konnte. Auch bei
dieser Emissionswellenl¨
ange konnte in den Simulationen eine starke Abh¨
angigkeit der inter-
nen Quanteneffizienz von der Defektdichte beobachtet werden. So nimmt sie von 65 % f¨
ur
eine Defektdichte von 1·107cm−2auf 1,3 % f¨
ur eine Defektdichte von 1·1010 cm−2deutlich
ab. Somit konnte f¨
ur UVA- und UVB-LEDs gezeigt werden, dass die Defektdichte einen
starken Einfluss auf deren interne und externe Quanteneffizienz hat und die Reduzierung
dieser Defektdichte wohl das gr¨
oßte Potential bietet, um die Lichtleistung dieser LEDs
weiter zu erh¨
ohen.
95
7 Zusammenfassung und Ausblick
Bei der Optimierung der aktiven Zone f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange von 320 nm
(Defektdichte gr¨
oßer als 5·109cm−2) konnte experimentell und durch Simulationen die
h¨
ochste Lichtleistung f¨
ur LEDs mit einer Quantenfilmbreite von 2 nm beobachtet wer-
den. Bei Quantenfilmen dieser Dicke konnte der besten Kompromiss zwischen Ladungs-
tr¨
agerkonzentration und ¨
Uberlapp der Elektronen- und L¨
ocherwellenfunktionen ermittelt
werden. Zudem konnte gezeigt werden, dass aufgrund der sehr asymmetrischen Verteilung
der Ladungstr¨
ager (besonders der L¨
ocher) die Verwendung von mehr als drei Quantenfilmen
keinen Sinn macht. Vielmehr ist eine weitere Reduzierung der Quantenfilmanzahl denkbar,
da gezeigt werden konnte, dass die Lichtleistung unabh¨
angig von der Quantenfilmanzahl
ist.
Zur Untersuchung der Ladungstr¨
agerinjektion in 320 nm LEDs wurde der Einfluss der
Aluminiumkonzentration (also der H¨
ohe) und der Dotierung einer AlGaN:Mg-Elektronen-
sperrschicht untersucht. Dabei ergab sich, dass die effizientesten LEDs mit einer Alumi-
niumkonzentration zwischen 42 % und 45 % realisiert werden konnten, da dort der beste
Kompromiss zwischen einer effektiven Reduzierung der Elektronenleckstr¨
ome und einer
ausreichenden L¨
ocherinjektion in die aktive Zone vorgelegen hat. Bei der Optimierung der
p-Dotierung konnte gezeigt werden, dass die optimale Cp2Mg-Flussrate f¨
ur die Magnesium-
dotierung in der Elektronensperrschicht f¨
ur die an der TU-Berlin benutzte ”Thomas Swan
CCS“ MOVPE-Anlage im mittleren einstellbaren Bereich bei etwa 100 sccm liegt. F¨
ur diese
Fl¨
usse zeigten die 320 nm LEDs die h¨
ochste Lichtleistung und die geringste Nebenlumi-
neszenz im Emissionsspektrum, da f¨
ur diese Flussrate eine effektive Potentialbarriere im
Leitungsband f¨
ur die Elektronen ausgebildet wird, so dass Elektronenleckstr¨
ome effektiv
reduziert werden konnten und zugleich noch keine Selbskompensationseffekte auftraten.
Durch die Integration einer sehr d¨
unnen Zwischenschicht zwischen letzter Quantenfilm-
barriere und p-dotierter Seite der LED konnte zudem eine deutliche Steigerung der La-
dungstr¨
agerinjektion nachgewiesen werden. Eine solche Zwischenschicht kann speziell f¨
ur
LEDs mit Emissionswellenl¨
angen unter 260 nm hilfreich sein, um die dort sehr geringe In-
jektionseffizienz dieser LEDs deutlich zu steigern. So konnte durch diese Zwischenschicht
in den Simulationen die interne Quanteneffizienz einer 228 nm LED von rund 9 % ohne
Zwischenschicht auf rund 32 % mit AlN-Zwischenschicht erh¨
oht werden.
Durch die Optimierung der LED-Heterostuktur und der Wachstumsbedingungen der ein-
zelnen Schichten (welche nicht Inhalt dieser Arbeit waren) konnten somit LEDs mit ei-
ner dominanten Quantenfilmlumineszenz zwischen 290 nm und 330 nm realisiert werden.
Das Wachstum der LEDs erfolgte dabei an der TU Berlin auf Saphir/AlN-Templates
des Ferdinand-Braun-Instituts, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik. Dabei wurden
Lichtleistungen im Milliwattbereich realisiert (siehe Abb. 45 auf Seite 70). So konnte z.B.
f¨
ur eine 309 nm bzw. 331 nm LED auf dem Wafer eine maximale Lichtleistung von 2,15 mW
bzw. 4,95 mW gemessen werden (cw, maximaler Strom 100 mA). Ihre maximale externe
Quanteneffizienz lag bei 0,73 % bzw. 1,53 %. Ordnet man diese Werte in die Ergebnisse
andere internationaler Arbeitsgruppen ein (siehe Abb. 46 auf Seite 71) so ist festzustellen,
dass die an der TU Berlin gewachsenen LEDs in diesem Emissionswellenl¨
angenbereich zur
absoluten Weltspitze geh¨
oren.
96
Im zweiten Teil der Arbeit wurde die optische Polarisation der senkrecht zur c-Achse
emittierten Elektrolumineszenz von LEDs in einem Spektralbereich zwischen 253 nm und
386 nm weltweit erstmals systematisch untersucht. Dabei konnte im untersuchten Emissi-
onswellenl¨
angenbereich f¨
ur die LEDs auf den Saphirsubstraten eine nahezu lineare Abh¨
ang-
igkeit des Polarisationsgrades von der Emissionswellenl¨
ange festgestellt werden. Ein Grad
der Polarisation von Null, d.h. der TE- und TM-polarisierte Anteil der senkrecht zur c-
Achse emittierten Lumineszenz ist gleich, konnte f¨
ur LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange
um 300 nm beobachtet werden. F¨
ur LEDs mit gr¨
oßeren Emissionswellenl¨
angen ergab sich
eine senkrecht zur c-Achse dominante TE-polarisierte Lichtemission, da f¨
ur diese LEDs
die Hauptrekombination der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungs- und dem Schwer- und
Leichtlochband stattfindet. LEDs mit Emissionwellenl¨
angen kleiner als 300 nm zeigten hin-
gegen eine senkrecht zur c-Achse dominante TM-polarisierte Lichtemission, da sich f¨
ur
diese LEDs die Valenzbandordnung am Γ-Punkt der Brillouinzone ¨
andert, so dass die
Hauptrekombination der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungs- und dem Split-Off-Loch-
band stattfindet. Diese Ergebnisse sind auch in guter ¨
Ubereinstimmung mit theoretischen
Berechungen der Bandstruktur [ZZT10; dCSFB04] und Photolumineszenzmessungen an
AlGaN-Volumenschichten von Nam et al. [NLN+04]. Bei diesen wurde ein Polarisations-
grad von Null f¨
ur AlGaN-Schichten mit einer Aluminiumkonzentration von 25 % gefunden,
was einer Emissionwellenl¨
ange von ca. 310 nm entspricht.
In einem weiteren Schritt wurde die Temperaturabh¨
angigkeit der optischen Polarisation an
ausgew¨
ahlten LEDs untersucht. Hierbei zeigten die LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange
unter 300 nm eine Zunahme des TE-polarisierten Anteils der senkrecht zur c-Achse emit-
tierten Lumineszenz mit steigender Tempertur, da durch die zunehmende Temperatur die
thermische Energie der Ladungstr¨
ager deutlich ansteigt und damit energetisch tiefere Va-
lenzb¨
ander (in diesem Fall das Schwer- und Leichtlochband) zunehmend mit Ladungs-
tr¨
agern besetzt werden k¨
onnen. F¨
ur LEDs mit Emissionswellenl¨
angen gr¨
oßer als 300 nm
konnte eine Zunahme des TM-polarisierten Anteils der Lumineszenz beobachtet werden,
da f¨
ur diese LEDs der strahlende ¨
Ubergang der Ladungstr¨
ager zwischen dem Leitungs-
band und dem energetisch tieferen Split-Off-Lochband mit zunehmender Temperatur an-
steigt. LEDs mit einer Emissionswellenl¨
ange um 300 nm zeigten hingegen einen nahezu un-
ver¨
anderten Polarisationsgrad. Somit best¨
atigen die temperaturabh¨
angigen Messungen des
Polarisationsgrades eine ¨
Anderung der Valenzbandanordung am Γ-Punkt der Brillouinzo-
ne. Auch durch diese Messungen konnte ein ¨
Ubergang von haupts¨
achlich TE-polarisiertem
Licht zu haupts¨
achlich TM-polarisiertem Licht (Polarisationsgrad von Null) f¨
ur LEDs mit
einer Emissionswellenl¨
ange um 300 nm ermittelt werden.
Durch eine Variation der Quantenfilmbarrieren in 380 nm LEDs und einer Variation des
Substrates bei 253 nm LEDs wurde der Einfluss der Verspannung der aktiven Zone auf den
Polarisationsgrad untersucht. Dabei konnte in beiden F¨
allen ein starker Einfluss der Ver-
spannung auf den Grad der Polarisation beobachtet werden. F¨
ur die 380 nm LEDs ergab
sich eine Zunahme der TM-Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolumi-
neszenz mit abnehmender tensiler Verspannung der Quantenfilmbarrieren. F¨
ur die 253 nm
LEDs konnte sogar eine ¨
Anderung der dominanten Polarisation von haupts¨
achlich senk-
97
7 Zusammenfassung und Ausblick
recht zur c-Achse TM-polarisiertem Licht f¨
ur LEDs auf den Saphirsubstraten zu haupts¨
ach-
lich TE-polarisiertem Licht f¨
ur LEDs auf dem AlN-Substrat (pseudomorph gewachsen) be-
obachtet werden. Somit konnte gezeigt werden, dass die Verspannung einen großen Einfluss
auf den Grad der Polarisation und damit auf die Bandstruktur der LEDs hat.
Bei den stromabh¨
angigen Polarisationsmessungen der lateralen Elektrolumineszenz konnte
festgestellt werden, dass mit einer steigenden Stromdichte (also einer steigenden Ladungs-
tr¨
agerkonzentration in der aktiven Zone) in UVA- und UVB-LEDs der TM-polarisierte
Anteil relativ zum TE-polarisiertem Anteil der senkrecht zur c-Achse emittierten Licht-
emission ansteigt. Dabei konnte f¨
ur UVA-LEDs nur ein sehr leichter Anstieg um maximal
-0,014 bei einer Erh¨
ohung der Stromdichte von 200 Acm−2auf 1000 Acm−2gemessen wer-
den. F¨
ur LEDs im ferneren UV-Spektralbereich konnte hingegen eine st¨
arkere Zunahme
des TM-polarisierten Anteils der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission mit zu-
nehmender Stromdichte beobachtet werden. Diese ¨
Anderung lag bei der 288 nm LED bei
maximal -0,058 f¨
ur eine Erh¨
ohung der Stromdichte von 200 Acm−2auf 1000 Acm−2. Vergli-
chen mit den temperatur- und spannungsabh¨
angigen Messungen der optischen Polarisation
kann allerdings festgehalten werden, dass in den untersuchten LEDs die ¨
Anderung der op-
tischen Polarisation durch einen zunehmenden Injektionsstrom weitaus geringer ist als bei
der ¨
Anderung der Temperatur oder der Verspannung in der LED, so dass der Effekt einer
Zunahme der Ladungstr¨
agerdichte in der aktiven Zone bei der ¨
Anderung der optischen
Polarisation nur eine untergeordnete Rolle spielt.
Die polarisationsabh¨
angigen Messungen an den UVA-, UVB- und UVC-LEDs auf Saphir-
substraten haben somit gezeigt, dass der Grad der Polarisation mit abnehmender Emissi-
onswellenl¨
ange, also zunehmenden Aluminiumgehalt der aktiven Zone, deutlich abnimmt,
was sich negativ auf die Extraktionseffizienz von vor allem fernen UV-LEDs auswirken
kann. Als m¨
oglicher L¨
osungsansatz konnte die Verwendung von AlN-Substraten aufge-
zeigt werden. Mit ihnen konnte auch f¨
ur eine pseudomorph gewachsene 253 nm LED eine
deutlich dominante TE-polarisierte Elektrolumineszenz senkrecht zur c-Achse beobachtet
werden (auf Saphirsubstrat wurde eine dominante TM-Polarisation gemessen), so dass
diese Substrate vielversprechende Kandidaten sind, um die Extraktionseffizienz in fernen
UV-LEDs deutlich zu steigern. Zus¨
atzlich wurde deutlich, dass auch die Verwendung von
gezielt verspannten aktiven Zonen hilfreich sein kann (durch eine gezielte ¨
Anderung in der
LED-Heterostruktur), um den TE-polarisierten Anteil der lateralen Lichtemission zu stei-
gern und damit den Polarisationsgrad der emittierten Elektrolumineszenz zu kontrollieren.
Zuk¨
unftig wird speziell das Wachtum von UVC-LEDs auf AlN-Substraten zunehmend an
Bedeutung gewinnen, da auf ihnen, wie weiter oben schon beschrieben, ein defekt¨
armeres
Wachstum mit einer st¨
arkeren senkrecht zur c-Achse TE-polarisierten Emission m¨
oglich
sein sollte. Damit ergibt sich die M¨
oglichkeit, UVC-LEDs mit einer deutlich h¨
oheren in-
ternen Quanteneffizienz und Extraktionseffizienz zu realisieren, so dass wesentlich h¨
ohere
externe Quanteneffizienzen als heutzutage ¨
ublich, erreicht werden k¨
onnten. Eine wichtige
Voraussetzung daf¨
ur ist die Verf¨
ugbarkeit von finanzierbaren und qualitativ hochwertigen
AlN-Substraten, deren Entwicklung immer weiter voranschreitet. So sind heute schon erste
kommerzielle AlN-Substrate von den Firmen HexaTech, Nitride Crystals und CrystAl-N
98
in einer guten Qualit¨
at erh¨
altlich.
Eine andere M¨
oglichkeit, die Defektdichte in den LEDs deutlich zu reduzieren, ist die
Verwendung von strukturierten Substraten. So ist es m¨
oglich, durch die Verwendung von
strukturierten Saphirsubstraten, Saphir/AlN-Templates mit einer deutlich geringeren De-
fektdichte herzustellen. Durch das Wachstum der LEDs auf diesen Substraten k¨
onnte es
ebenfalls gelingen, die strahlende Rekombination an Defekten deutlich zu verringern und
damit LEDs mit einer sehr hohen internen und damit auch externen Quanteneffizienz zu
realisieren.
Unabh¨
angig davon, welche Methode sich durchsetzen wird, das in dieser Arbeit durch
Simulationen und Experimente optimierte grundlegende LED-Heterostukturdesign wird
auch bei einer geringeren Defektdichte wegen den zugrunde liegenden Mechanismen seine
G¨
ultigkeit behalten und von einer Reduzierung der Defektdichte profitieren.
99
7 Zusammenfassung und Ausblick
100
Abk¨
urzungsverzeichnis
Abk¨
urzungsverzeichnis
A Ampere
Abb. Abbildung
Al Aluminium
AlGaN Aluminiumgalliumnitrid
AlN Aluminiumnitrid
Ar Argon
Au Gold
bzw. beziehungsweise
C Coulomb
ca. circa
CH Kristallfeldaufspaltungslochband (englisch: crystal-field split-off hole)
cm Zentimeter
Cp2Mg Bicyclopentadienylmagnesium
cw Dauerstrich (englisch: continuous wave)
DI deionisiertes Wasser
d.h. das heißt
EBL Elektronensperrschicht (englisch: electron blocking layer)
ECLeitungsband
EFFermienergie
EQE externe Quanteneffizienz
eV Elektronenvolt
EVValenzband
FBH Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik
FWHM Halbwertsbreite (englisch: full width at half maximum)
Ga Gallium
GaAs Galliumarsenid
GaN Galliumnitrid
GaP Galliumphosphid
Gl. Gleichung
GPa Gigapascal
◦C Grad Celsius
H Wasserstoff
HH Schwerloch (englisch: heavy hole)
InAlGaN Indiumaluminiumgalliumnitrid
InGaN Indiumgalliumnitrid
InN Indiumnitrid
InP Indiumphosphid
IQE interne Quanteneffizienz
IR infrarot
K Kelvin
LED lichtemittierende Diode
LH Leichtloch (englisch: light hole)
101
Abk¨
urzungsverzeichnis
m Meter
mA Milliampere
meV Millielektronenvolt
Mg Magnesium
Mg3N2Magnesiumnitrid
MgO Magnesiumoxid
min Minute
mm Millimeter
Mo Molybd¨
an
MOVPE Metallorganische Gasphasenepitaxie (englisch: metal organic vapor phase epitaxy)
MQW Mehrfachquantenfilm (englisch: multi quantum well)
mW Milliwatt
µm Mikrometer
µW Mikrowatt
N Stickstoff
NaCl Natriumchlorid
nm Nanometer
PARC Palo Alto Research Center
Pd Palladium
QW Quantenfilm (englisch: quantum well)
Ref. Referenz
s Sekunde
sccm Standardkubikzentimeter pro Minute
SE Abwasser (englisch: sewage water)
Si Silizium
SiC Siliziumcarbid
SiH4Silan
Si2H6Disilan
SQW Einfachquantenfilm (englische: single quantum well)
SW Seewasser (englisch: sea water)
TE transversal elektrisch
Ti Titan
TiO2Titandioxid
TM transversal magnetisch
TMIn Trimethylindium
TU Technische Universit¨
at
TW Leitungswasser (englisch: trapped water)
u.a. unter anderem
UV ultraviolett
UVT UV-Transparenz
z.B. zum Beispiel
ZnO Zinkoxid
102
Simulationsparameter
Simulationsparameter
F¨
ur die Simulationen der LED-Heteorstruktur in dieser Arbeit wurde die kommerzielle
Software ”SiLENSe“ [STRa] verwendet. In Tabelle 3 und 4 sind die verwendeten Simu-
lationsparameter dargestellt, welche haupts¨
achlich f¨
ur die Simulationen benutzt wurden
(Stand: SiLENSe Version 4.2).
Parameter Einheit AlN InN GaN
Bandl¨
ucke (0 K) eV 6,25 0,69 3,51
Varshniparameter a meV/K 1,799 0,245 0,909
Varshniparameter b K 1462 624 830
Kristallfeldaufspaltung meV -93,2 37,3 22,3
Spin-Orbit-Aufspaltung meV 11,1 11,1 11,1
Elektronenaffinit¨
at eV 0 3,85 1,96
dielektrische Konstante 8,5 15,3 8,9
effektive Elektronenmasse (in der Ebene) m00,26 0,1 0,2
effektive Elektronenmasse (senkrecht zur Ebene) m00,25 0,1 0,2
effektive Schwerlochmasse (in der Ebene) m02,58 1,45 1,65
effektive Schwerlochmasse (senkrecht zur Ebene) m01,95 1,35 1,1
effektive Leichtlochmasse (in der Ebene) m00,27 0,1 0,15
effektive Leichtlochmasse (senkrecht zur Ebene) m01,95 1,35 1,1
effektive Split-Off-Lochmasse (in der Ebene) m01,95 1,54 1,1
effektive Split-Off-Lochmasse (senkrecht zur Ebene) m00,27 0,1 0,15
Gitterkonstante a nm 0,3112 0,354 0,3188
Gitterkonstante c nm 0,4982 0,5705 0,5186
Stiffnesskonstante C11 GPa 395 225 375
Stiffnesskonstante C12 GPa 140 110 140
Stiffnesskonstante C13 GPa 115 95 105
Stiffnesskonstante C33 GPa 385 200 395
Stiffnesskonstante C44 GPa 120 45 100
piezoelektrische Konstante e15 Cm−2-0,48 -0,18 -0,27
piezoelektrische Konstante e31 Cm−2-0,58 -0,22 -0,33
piezoelektrische Konstante e33 Cm−21,55 0,43 0,65
spontane Polarisation Cm−2-0,081 -0,032 -0,029
Ionisierungenergie der Donatoren meV 13 13 13
Elektronen-g-Faktor 2 2 2
Ionisierungsenergie der Akzeptoren meV 510* 170 170
L¨
ocher-g-Faktor 4 4 4
strahlende Rekombinationskonstante cm3s−12·10−11 6,6·10−12 2,4·10−11
Augerkoeffizient Cncm6s−10 2,5·10−30 0
Augerkoeffizient Cpcm6s−10 2,5·10−30 0
Weitere Parameter siehe Seite 104.
103
Simulationsparameter
Parameter Einheit AlN InN GaN
Absorptionskantenenergie (o) eV 6,05 0,7 3,6
Absorptionskantenenergie (e) eV 6,05 0,7 3,6
Absorptionspeakenergie (o) eV 8,05 5,39 7
Absorptionspeakenergie (e) eV 8,05 5,39 7
Absorptionskantenoszillatorst¨
arke (o) 2,6 2,5 1,2
Absorptionskantenoszillatorst¨
arke (e) 2,6 3,3 1,2
Absorptionspeakoszillatorst¨
arke (o) 1,4 1,6 1,1
Absorptionspeakoszillatorst¨
arke (e) 1,6 2 1,25
Absorptionskantenverbreiterung (o) eV 0,55 0,85 1,1
Absorptionskantenverbreiterung (e) eV 0,55 1,35 1,1
Absorptionspeakverbreiterung (o) eV 0,8 1,2 0,9
Absorptionspeakverbreiterung (e) eV 0,8 0,85 0,9
hochfrequente dielektrische Konstante (o) 2,8 5,7 4,1
hochfrequente dielektrische Konstante (e) 2,8 5,6 4,1
Tabelle 3: Materialparameter f¨
ur AlN, InN und GaN, welche haupts¨
achlich f¨
ur die Simu-
lationen der LED-Heterostruktur in dieser Arbeit benutzt wurden. Werte, falls nicht anders
angegeben, f¨
ur 300 K aus der ”SiLENSe“ Software [STRa]. *[NNL+03].
Bowingparameter f¨
ur Einheit AlGaN InGaN AlInN
Bandl¨
ucke eV -1 -1,2 -4,5
Absorptionskantenenergie (o) eV -1 -1,2 -4,5
Absorptionskantenenergie (e) eV -1 -1,2 -4,5
Elektronenaffinit¨
at eV 0,7 0,84 3,15
Tabelle 4: Bowingparameter f¨
ur AlGaN, InGaN und AlInN, welche in den Simulationen der
LED-Heterostruktur f¨
ur diese Arbeit benutzt wurden. Werte, falls nicht anders angegeben,
f¨
ur 300 K aus der ”SiLENSe“ Software [STRa].
Bei den Materialgr¨
oßen, bei denen kein Bowingparameter angegeben ist, erfolgt f¨
ur die
Ermittelung der Materialparameter der tern¨
aren Verbindungen eine lineare Interpolation
zwischen den entsprechenden Werten der bin¨
aren Verbindungen.
104
Abbildungsverzeichnis
Abbildungsverzeichnis
1 UV-LED-Desinfektionsmodul. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2
2 Reduktion der Bacillus subtilis Sporen als Funktion der Bestrahlungsdichte
von 282 nm LEDs f¨
ur verschiedene Wasserqualit¨
aten. ............ 3
3 Bandl¨
ucke als Funktion der Gitterkonstante der Verbindungen InN, GaN,
AlN und ihren tern¨
aren Verbindungen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
4 Wurtzitstruktur mit Gitterkonstante a und c des GaN. . . . . . . . . . . . 6
5 Valenzbandstruktur von GaN. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
6 Valenzbandstruktur von AlN. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
7 Projektion einer auf (0001)-Saphir gewachsenen GaN-Schicht. . . . . . . . 11
8 Mg-dotiertes GaN mit ungebundener Einlagerung von Wasserstoff (H) und
gebundenem Mg-H-Komplex. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
9 Schematische Darstellung eines pn-¨
Ubergangs und eines pn-Hetero¨
ubergangs
in Vorw¨
artsrichtung. .............................. 14
10 Schematische Darstellung der Bandstruktur eines pn-¨
Ubergangs (SQW) mit
Elektronensperrschicht. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
11 Schematische Darstellung des Leitungs- und Valenzbandes eines Quanten-
films mit und ohne piezoelektrischem Feld. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
12 Simulierte nichtstrahlende Lebensdauer der Ladungstr¨
ager als Funktion der
Defektdichte f¨
ureine320nmLED. ...................... 22
13 Schematische Darstellung der 320 nm LED-Grundstruktur im Querschnitt. 28
14 Prozessierung der p-Kontakte einer LED. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
15 Mikroskopieaufnahme der verschiedenen zur Verf¨
ugung stehenden Kontakt-
geometrien. ................................... 31
16 Schematische Darstellung des Elektrolumineszenzmessplatzes. . . . . . . . 33
17 Schematische Darstellung der Erweiterung des Elektrolumineszenzmessplat-
zes zur polarisationsabh¨
angigen Messung. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
18 Externe Quanteneffizienz von UVA-, UVB- und UVC-LEDs verschiedener
Forschungsgruppen................................ 35
19 ω-Scans verschiedener Templates f¨
ur 380 nm LEDs. . . . . . . . . . . . . . 37
20 Einfluss der Defektdichte auf die Lichtleistung von 380 nm LEDs. . . . . . 39
21 Simulierte interne Quanteneffizienz und aus Messungen abgesch¨
atzte interne
Quanteneffizienz von 380 nm LEDs verschiedener Defektdichten. . . . . . . 40
105
Abbildungsverzeichnis
22 Simulierte interne Quanteneffizienz einer 320 nm LED f¨
ur verschiedene De-
fektdichten. ................................... 41
23 Lichtleistung von LEDs auf ELO AlN/Saphir-Templates und planaren AlN/
Saphir-Templates................................. 42
24 Emissionsspektren von f¨
unffach Quantenfilm-LEDs mit Quantenfilmbreiten
von 1,5 nm, 2,2 nm und 3,2 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
25 Strom-Leistungskennlinien von f¨
unffach Quantenfilm-LEDs mit verschieden-
enQuantenfilmbreiten.............................. 45
26 Simulierte Profile der Leitungs- und Valenzbandkanten und simulierte Elek-
tronen- und L¨
ocherkonzentrationen von Mehrfachquantenfilm-LEDs mit ver-
schiedenen Quantenfilmbreiten. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46
27 Simulierte Schichtelektronen- und Schichtl¨
ocherkonzentrationen und simu-
lierter mittlerer ¨
Uberlapp der Grundwellenfunktionen von Elektronen, leich-
ten und schweren L¨
ochern f¨
ur f¨
unffach Quantenfilm-LEDs mit verschieden
Quantenfilmbreiten................................ 47
28 Emissionsspektren und Strom-Spannungskennlinien von LEDs mit einem
Quantenfilm sowie mit drei, f¨
unf und sieben Quantenfilmen. . . . . . . . . 48
29 Strom-Leistungskennlinien von LEDs mit einem Quantenfilm sowie mit drei,
f¨
unf und sieben Quantenfilmen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
30 Simulierte Elektronen- und L¨
ocherkonzentrationen in der aktiven Zone f¨
ur
UVB-LEDs mit unterschiedlicher Quantenfilmanzahl. . . . . . . . . . . . . 51
31 Schematische Darstellung der Bandstruktur eines pn-¨
Ubergangs mit Elek-
tronensperrschicht. ............................... 52
32 Normierte Emissionsspektren von LEDs mit unterschiedlichen AlGaN:Mg-
Elektronensperrschichten. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
33 Durchschnittliche Lichtleistung bei 20 mA als Funktion des Aluminiumge-
halts der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht f¨
ur 320 nm LEDs. . . . . . . . 55
34 Simulierte Intensit¨
at und Ladungstr¨
agerkonzentration von LEDs mit unter-
schiedlichen AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten. . . . . . . . . . . . . . . 56
35 Normierte Emissionsspektren von LEDs mit unterschiedlichem Cp2Mg-Fluss
beim Wachstum der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht. . . . . . . . . . . . 58
36 Maximale Lichtleistung bei 100 mA von LEDs mit unterschiedlichem Cp2Mg-
Fluss beim Wachstum der AlGaN:Mg-Elektronensperrschicht. . . . . . . . 59
37 Simulierter Elektronenstrom und simulierte Injektionseffizienz von LEDs mit
unterschiedlich dotierten AlGaN:Mg-Elektronensperrschichten. . . . . . . . 60
38 Simulierte Emissionsspektren von LEDs mit unterschiedlich dotierten AlGaN-
Elektronensperrschichten. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
106
Abbildungsverzeichnis
39 Schematische Darstellung der Bandstruktur eines pn-¨
Ubergangs mit Zwisch-
en- und Elektronensperrschicht. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
40 Normierte Emissionsspektren von LEDs mit unterschiedlichen AlGaN-Zwisch-
enschichten.................................... 63
41 Lichtleistung bei 60 mA von LEDs mit unterschiedlichen AlGaN-Zwischen-
schichten. .................................... 64
42 Simulierter Elektronenstrom und simulierte Ladungstr¨
agerkonzentration von
LEDs mit unterschiedlichen AlGaN-Zwischenschichten. . . . . . . . . . . . 65
43 Simulierte Emissionsspektren von LEDs mit unterschiedlichen AlGaN-Zwisch-
enschichten.................................... 66
44 Simulierte Injektionseffizienz und interne Quanteneffizienz von 228 nm LEDs
mit unterschiedlichen Al(Ga)N-Zwischenschichten. . . . . . . . . . . . . . . 67
45 Normierte Emissionsspektren von UVA- und UVB-LEDs und Lichtleistung
bzw. externe Quanteneffizienz einer 309 nm und 331 nm LED. . . . . . . . 70
46 Externe Quanteneffizienz von UVA-, UVB- und UVC-LEDs verschiedener
Forschungsgruppen und der TU Berlin/FBH. . . . . . . . . . . . . . . . . . 71
47 Vereinfachte LED-Struktur zur Definition von TE- und TM-polarisiertem
Licht. ...................................... 73
48 Typische Strom-Leistungskennlinien und typische Lichtleistungen bei 40 mA
von ausgew¨
ahlten LEDs im UVA- und UVB-Spektralbereich. . . . . . . . . 74
49 Polarisationsabh¨
angige Messung der Emissionsspektren einer 379 nm, 329 nm
und288nmLED................................. 76
50 Grad der Polarisation des senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtes als
Funktion der Emissionswellenl¨
ange bei 20 mA. . . . . . . . . . . . . . . . . 77
51 Typische Lichtleistungen als Funktion der Emissionswellenl¨
ange und nor-
miertes senkrecht zur c-Achse gemessenes Lichtemissionsverh¨
altnis f¨
ur LEDs
verschiedener Emissionswellenl¨
angen bei 40 mA. . . . . . . . . . . . . . . . 78
52 Typische ¨
Anderung der energetischen Lage des Emissionspeaks mit steigen-
der Temperatur f¨
ur eine 288 nm, 303 nm, 320 nm und 379 nm LED. . . . . 80
53 Typische ¨
Anderung des Polarisationsgrades der senkrecht zur c-Achse emit-
tierten Elektrolumineszenz als Funktion der Temperatur f¨
ur eine 288 nm,
303 nm, 320 nm und 379 nm LED und schematisch Darstellung der Band-
strukturen am Γ-Punkt der Brillouinzone. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
54 Simulierte ¨
Anderung des Polarisationsgrades der senkrecht zur c-Achse emit-
tierten Lumineszenz als Funktion der Temperatur f¨
ur eine 250 nm und 379 nm
LED........................................ 82
55 Schematischer Schichtaufbau der untersuchten 380 nm LEDs. . . . . . . . . 84
107
Abbildungsverzeichnis
56 Ω/2Θ-Scans in (0002)-Refexion der InGaN-Mehrfachquantenfilme mit Elek-
tronen- und L¨
ochersperrschicht f¨
ur verschiedene Quantenfilmbarrieren. . . 85
57 Grad der Polarisation der senkrecht zur c-Achse emittierten Elektrolumi-
neszenz von 380 nm LEDs in Abh¨
angigkeit von der in der Ebene tensilen
Verspannung der Quantenfilmbarrieren. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
58 Einfluss des Substrates auf den Grad der Polarisation der senkrecht zur c-
Achse emittierten Lichtemission f¨
ur 253 nm LEDs. . . . . . . . . . . . . . . 87
59 Simulierte minimale Wellenl¨
ange f¨
ur eine dominante TE-polarisierte Licht-
emission in Abh¨
angigkeit der Relaxation der planaren AlGaN-Gitterkonsten
im Quantenfilm und der Verspannung der aktiven Zone. . . . . . . . . . . . 88
60 Einfluss der Stromdichte auf die ¨
Anderung des Polarisationsgrades der senk-
recht zur c-Achse emittierten Lichtemission einer 379 nm LED. . . . . . . . 90
61 Einfluss der Stromdichte auf die ¨
Anderung des Polarisationsgrades der senk-
recht zur c-Achse emittierten Lichtemission von UVA- und UVB-LEDs. . . 91
62 Simulierter Einfluss der Stromdichte auf die ¨
Anderung des Polarisationsgra-
des der senkrecht zur c-Achse emittierten Lichtemission einer 379 nm und
250nmLED. .................................. 92
108
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based deep UV light emitting diodes technology, Semiconductor Science Technology
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for Water disinfection, Water Research 45, 1481 (2011).
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terials Challenges, CLEO Proceedings (2011).
17. J. E. Northrup, C. L. Chua, Z. Yang, T. Wunderer, M. Kneissl, N. M. Johnson und T.
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from AlGaN/AlN quantum wells, Applied Physics Letters 100, 021101 (2012).
124
Eingereichte Patente
Eingereichte Patente
1. M. Kneissl, T. Kaiser, T. Kolbe, Flow cytometer disinfection module, PCT/EP2012/
054273 (WO 2012/123412), 2012.
2. M. Kneissl, T. Kolbe, UV LED with tunnel-injector layer, USSN 61/625,934, 2012.
125
Eingereichte Patente
126
Vortr¨
age
Eigene Vortr¨
age
Eingeladene Vortr¨
age
1. T. Kolbe, M. Kneissl und M. Weyers, Development of UV LED Disinfection, TECH-
NEAU General Assembly 2009, WA2 Technical Workshop, Berlin.
2. T. Kolbe, M. A. W¨
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Water disinfection with GaN-based deep ultraviolet light emitting diodes, nANO meets
water II 2010, Oberhausen.
3. T. Kolbe, A. Knauer, V. K¨
uller, J. Stellmach, C. Chua, Z. Yang, S. Einfeldt, P. Vogt,
N. M. Johnson, M. Weyers und M. Kneissl, Investigation of the LED heterostructure
and the optical polarization of UV LEDs, FBH Institutskolloquium 2012, Berlin.
Vortr¨
age
1. T. Kolbe, A. Knauer, V. K¨
uller, S. Einfeld, J. R. v. Look, P. Vogt, M. Weyers und
M. Kneissl, Effect of the barrier composition on the efficiency and emission spectra
of GaN-based near ultraviolet light emitting diodes, Fr¨
uhjahrstagung der Deutschen
Physikalischen Gesellschaft 2008, Berlin.
2. T. Kolbe, A. Knauer, H. Wenzel, S. Einfeldt, V. K¨
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M. Kneissl, Emission characteristics of InGaN multi quantum well light emitting
diodes with differently strained InAlGaN barriers, International Workshop on Nitride
Semiconductors 2008, Montreux.
3. T. Kolbe, T. Sembdner, A. Knauer, V. K¨
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M. Weyers und M. Kneissl, Heterostructure design optimization of (In)AlGaN deep
UV LEDs, International Conference on Nitride Semiconductors 2009, Jeju.
4. T. Kolbe, T. Sembdner, A. Knauer, V. K¨
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Weyers und M. Kneissl, Heterostructure design optimization of (In)AlGaN deep UV
LEDs, Fr¨
uhjahrstagung der Deutschen Physikalischen Gesellschaft 2010, Regensburg.
5. T. Kolbe, A. Knauer, J. Stellmach, C. Chua, Z. Yang, H. Rodrigues, S. Einfeldt,
P. Vogt, N. M. Johnson, M. Weyers und M. Kneissl, Optical polarization of UV-A
and UV-B (In)(Al)GaN multiple quantum well light emitting diodes, Photonics West
2011, San Francisco.
6. T. Kolbe, A. Knauer, J. Stellmach, C. Chua, Z. Yang, H. Rodrigues, S. Einfeldt, P.
Vogt, N. M. Johnson, M. Weyers und M. Kneissl, Optical polarization of UV-A and
UV-B (In)(Al)GaN multiple quantum well light emitting diodes, Fr¨
uhjahrstagung der
Deutschen Physikalischen Gesellschaft 2011, Dresden.
127
Vortr¨
age
7. T. Kolbe, A. Knauer, J. Stellmach, C. Chua, Z. Yang, S. Einfeldt, P. Vogt, N. M.
Johnson, M. Weyers und M. Kneissl, Temperature and strain dependence of the optical
polarization characteristics of ultraviolet light emitting diodes, International Confe-
rence on Nitride Semiconductors 2011, Glasgow.
8. T. Kolbe, A. Knauer, V. K¨
uller, J. Stellmach, C. Chua, Z. Yang, S. Einfeldt, P.
Vogt, N. M. Johnson, M. Weyers und M. Kneissl, Effect of temperature and strain
on the optical polarization of ultraviolet light emitting diodes, Fr¨
uhjahrstagung der
Deutschen Physikalischen Gesellschaft 2012, Berlin.
128
Danksagung
Danksagung
Die letzte Seite dieser Arbeit m¨
ochte ich daf¨
ur nutzen, um all denen zu danken, ohne die
diese Dissertation nicht m¨
oglich gewesen w¨
are. Mein Dank gilt ...
... Prof. Dr. Michael Kneissl f¨
ur die Erm¨
oglichung dieser Dissertation und die
fachliche Unterst¨
utzung, sowie die wissenschaftlichen Diskussionen.
... Prof. Dr. Ferdinand Scholz f¨
ur die ¨
Ubernahme des Zweitgutachtens.
... PD. Dr. habil. Markus Weyers f¨
ur die ¨
Ubernahme des Drittgutachtens und
die zahlreichen wissenschaftlichen Diskussionen.
... Dr. Patrick Vogt und Dr. Tim Wernicke f¨
ur die fachliche Unterst¨
utzung und
die vielen wissenschaftlichen Diskussionen.
... Dr. Arne Knauer f¨
ur das Wachstum der LEDs am Ferdinand-Braun-Institut,
Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik und die zahlreichen wissenschaftli-
chen Diskussionen.
... Martin Frentrup, Frank Mehnke und Joachim Stellmach f¨
ur das Wachstum
der LEDs an der Technischen Universit¨
at Berlin.
... Viola K¨
uller f¨
ur das Wachstum der LED-Templates am Ferdinand-Braun-
Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik.
... meinen Diplomanden Mark-Antonius Rothe und Toni Sembdner f¨
ur die Un-
terst¨
utzung bei den Elektrolumineszenzmessungen.
... Dr. Sven Einfeldt, Dr. Mickael Lapeyrade und Dr. Hernan Rodriguez f¨
ur die
Prozessierung der Proben am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur
H¨
ochstfrequenztechnik.
... dem Palo Alto Research Center f¨
ur die Zurverf¨
ugungstellung einiger UVC-
und UVB-LEDs f¨
ur die polarisationsabh¨
angigen Messungen.
... Dr. Hans Wenzel f¨
ur die Simulation des TE/TM-Verh¨
altnisses von UV-LEDs
am Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik.
... Viola K¨
uller, Martin Frentrup und Bo Zhao f¨
ur die R¨
ontgenmessungen am
Ferdinand-Braun-Institut, Leibniz-Institut f¨
ur H¨
ochstfrequenztechnik und der
Technischen Universit¨
at Berlin.
... dem Rest der Arbeitsgruppe Kneissl f¨
ur die nette und entspannte Arbeitsat-
mosph¨
are.
... meinen Eltern f¨
ur die tatkr¨
aftige Unterst¨
utzung in allen Lebenslagen.
... meiner Frau Susann f¨
ur ihre Unterst¨
utzung und ihr Verst¨
andnis w¨
ahrend
dieser Arbeit.
129
Danksagung
... meinem Sohn Alexander Tim f¨
ur die Freude, die er mir bereitet.
... dem Bundesminesterium f¨
ur Bildung und Forschung, sowie der Deutschen
Forschungsgemeinschaft f¨
ur die finanzielle Unterst¨
utzung im Rahmen des ”Deep
UV LED“ Projekts und des Sonderforschungsbereichs 787.
... und allen, die ich eventuell noch vergessen habe.
130
