超晶格插入層對InGaN/GaN多量子阱的應變調制作用*

曹文彧 張雅婷 魏彥鋒 朱麗娟 徐可 顏家圣 周書星3)? 胡曉東

1) (湖北文理學院物理與電子工程學院,低維光電材料與器件湖北省重點實驗室,襄陽 441053)

2) (湖北臺基半導體股份有限公司,大功率半導體技術湖北省重點實驗室,襄陽 441021)

3) (武漢大學,電子制造與封裝集成湖北省重點實驗室,武漢 430072)

4) (北京大學物理學院,人工微結構和介觀物理國家重點實驗室,北京 100871)

在InGaN/GaN 異質結構量子阱內存在巨大的壓電極化場,這嚴重地削弱了量子阱的發光效率.為了減弱量子阱內的壓電極化場,通常引入應變調制插入層提升器件的發光性能.為了研究InGaN/GaN 超晶格的應變調制效果和機理,實驗設計制備了具有n 型InGaN/GaN 超晶格插入層的外延結構及其對照樣品.變溫光致發光譜測試表明引入n 型InGaN/GaN 超晶格插入層的樣品發光波長更短且內量子效率提升,相應的電致發光譜積分強度也顯著增加且半寬減小,說明引入超晶格應變插入層可以在一定程度上抑制影響發光效率的量子限制Stark 效應.理論計算結果表明: 在生長有源區量子阱前引入超晶格應變層,可以削弱有源區量子阱內極化內建電場,減弱有源區量子阱能帶傾斜,增加電子空穴波函數交疊,提高發射幾率,縮短輻射復合壽命,有利于輻射復合與非輻射復合的競爭,實現更高的復合效率,從而提高發光強度.本文從實驗和理論兩方面驗證了超晶格應變調制插入層可以有效改善器件性能,為器件的結構設計優化指明方向.

1 引言

第三代半導體器件在節能減排、智能制造、信息安全等國家重點戰略領域具有重要意義,現已成為當前國際半導體技術和產業競爭的焦點.十四五規劃和2035 年遠景目標綱要,特別提出要發展氮化鎵(GaN)、碳化硅(SiC)等第三代寬禁帶半導體關鍵技術.GaN 基材料具有化學性質穩定、硬度大、熱導率高、耐腐蝕以及抗輻射等特點,在光電子和微電子領域中具有十分廣闊的應用前景.其中GaN 基量子阱激光器和發光二極管是固態照明和顯示行業發展的前沿方向和研究熱點,而由于GaN 基量子阱是具有強極化、高應變的異質量子結構體系,加之具有較高缺陷密度等因素,使得InGaN/GaN 量子阱的研究涉及諸多復雜的物理過程和科學問題.關于如何優化器件結構,提高晶體生長質量,提升發光效率等問題,都直接涉及到器件的可靠性和使用壽命.

InGaN/GaN 多量子阱(multiple quantum well,MQW)有源區結構是GaN 基發光器件的核心結構,是決定其發光效率和工作性能的關鍵,研究量子阱發光過程的物理機制非常重要,兩種主要的機制影響InGaN/GaN 多量子阱器件的發光特性:1)由于In 組分的漲落變化或者相分離,InGaN/GaN 量子阱的阱中形成的類似量子點的結構產生局域態,導致激子局域化[1,2].而大量的局域化激子的存在會抑制非輻射復合,這使發光效率得到提高.2)由于InGaN 的晶格常數大于GaN 的晶格常數,InGaN 量子阱層受到壓應力的作用,存在較大的壓電極化場[3],這種壓電場的存在將導致能帶傾斜,使得電子空穴波函數的空間分布發生分離,引起載流子輻射復合幾率下降,發光峰值紅移,這被稱為量子限制Stark 效應(quantum confined Stark effect,QCSE),該效應會加劇俄歇復合和電子泄漏,降低有源區的電光轉換效率,是妨礙器件發光效率提升的關鍵因素之一.從應力調制的角度出發減小QCSE,國內外研究人員進行了很多相關研究[4-7].由于超晶格的特殊結構,能釋放外延層中不同材料之間的應力,對削弱多量子阱器件中的極化電場具有重要作用,從而提升器件性能.Li 等[8]在高In 組分黃光InGaN/GaN MQW 結構中采用組分漸變超晶格(superlattice,SL)作為預應變結構,實驗結果表明光致發光譜半高寬減小,載流子非輻射復合壽命增加,晶體質量提高;Cai 等[9]利用InGaN/GaN 超晶格代替GaN 作為量子壘,減弱了有源區內的極化電場,提高了空穴在量子阱區中的注入和傳輸效率,改善了器件的光電性能;邢艷輝等[10]通過在多量子阱下方引入5 個周期的n 型InGaN(2 nm)/GaN(3 nm)超晶格層,緩解了量子阱有源區中的應力,V 型缺陷密度降低約為一半,改善了有源區的表面形貌,多量子阱的光致發光強度提升了43.8%;Shi 等[11]發現與InGaN 單層插入結構相比,InGaN/GaN 超晶格應力調制結構更有效地減小了InGaN/GaN MQW 中的應力,提高了表面形貌.齊維靖等[12]分析了不同超晶格厚度對Si 襯底藍光發光二極管(light-emitting diode,LED)光電性能的影響,超晶格厚度增加有利于減小量子阱所受的應力,但超晶格厚度大的樣品具有更大V 形坑密度,使反向漏電流加劇.目前,對于超晶格應力調制結構的相關理論研究很少,在InGaN/GaN 多量子阱結構中的應用也有待深入研究.本文從實驗上測試分析了InGaN/GaN超晶格對InGaN/GaN 多量子阱發光效率的提升效果,并采用Crosslight 器件仿真軟件對超晶格插入層的應變調控作用機理進行了深入分析研究.

2 樣品制備與表征測試

2.1 樣品制備

金屬有機化學氣相外延(metal organic chemical vapor deposition,MOCVD)技術是如今已經十分成熟的半導體薄膜外延生長技術,廣泛應用在光電子器件的研發和產業化生產.MOCVD 技術具有較快的生長速率,能在納米尺度上精確控制外延層的厚度、組分、摻雜及異質結界面.實驗選用Thomas Swan 公司的MOCVD 生長系統來進行InGaN/GaN 多量子阱結構的外延生長.外延結構采用藍寶石襯底,通過MOCVD 方法沿c軸方向([0001]方向)進行晶體生長.具體結構如圖1 所示,依次生長了1 μm 的非摻GaN 緩沖層,3 μm厚的n 型GaN 層.之后是5 個周期的InGaN/GaN量子阱,其中量子阱的阱寬為2.5 nm,勢壘寬度為15 nm,平均In 組分約為11%.在量子阱之上最后再生長一層厚度為60 nm 的摻Mg 的P 型GaN.為了研究超晶格結構對于MQW 發光性能的影響,生長了兩組樣品.從結構上看,傳統結構樣品由5 個量子阱組成,如圖1(a)所示.對于超晶格插入層結構樣品,在5 個量子阱與n 型GaN 之間生長了3 個周期的n 型InxGa1-xN(5 nm)/GaN(5 nm)超晶格,總厚度為30 nm,設計In 組分x約為3%,如圖1(b)所示.

圖1 器件外延結構示意圖 (a) 傳統MQW 結構;(b) 超晶格應變層MQW 結構Fig.1.Schematic diagram of the device epitaxial structure:(a) Traditional MQW structure;(b) MQW structure with a superlattice interlayer.

2.2 表征測試

為了表征多量子阱外延片的發光性質,對兩種樣品在同等條件下進行了變溫光致發光(photoluminescence,PL)的實驗,利用波長為325 nm(光子能量約為3.81 eV)的He-Cd 連續激光器來進行光激發,功率為20 mW.用聚焦后的激光對光刻膠進行曝光,并用臺階儀對光斑的大小進行掃描,得到激光束聚焦的光斑面積約0.04 mm2.激光功率密度為50 W/cm2.變溫測量過程中,樣品置于密閉的通過循環壓縮氦氣制冷的銅樣品座上,樣品空間保持真空,利用自動控溫裝置來準確控制樣品溫度,實現溫度從10—300 K 的連續變化.電致發光譜 (electroluminescence,EL)測量系統的光路結構與光致發光測量裝置類似,主要區別是管芯用銀膠固定于熱沉上,并采用金線鍵合工藝實現與外部支架焊盤的連接,利用高穩定度直流電源替代PL 測量中所用的激發光源.

3 實驗結果與討論

實驗分別測量了傳統MQW 結構和超晶格應變層結構兩種樣品的變溫PL 譜曲線(溫度范圍10—300 K),如圖2 和圖3 所示.當溫度為10 K時,PL 譜線中主峰分別在419 nm (圖2)和393 nm(圖3),這是來源于InGaN/GaN 多量子阱有源區的發光,可以注意到除了量子阱的發光峰之外還有GaN 層的發光峰(360 nm 左右的小峰),當溫度低于60 K 時在圖3 中還可以觀察到位于381 nm處的超晶格發光峰.另外由于襯底、GaN 薄膜、空氣的折射率差異的影響,形成了法布里-珀羅干涉,InGaN/GaN 量子阱的發光峰中存在很多干涉峰,這也反映出晶體質量較好.溫度升高時,非輻射復合逐漸增強,輻射復合減弱,導致PL 譜強度降低,圖中由上到下依次對應于從10 K 逐漸增加到300 K 時的變溫PL 譜.一般來說,假設低溫時發光效率為100%,內量子效率(internal quantum efficiency,IQE)可以定義為300 K 與10 K 的積分PL 強度之比[13],公式如下所示:

圖2 傳統MQW 結構在不同溫度下的光致發光譜.插圖為PL 譜積分強度隨溫度的變化及Arrhenius 擬合曲線Fig.2.PL spectra of the traditional MQW structure at different temperatures.The inset shows the temperature dependence of the integrated PL intensity with the best fitting of the Arrhenius plot.

圖3 超晶格應變層MQW 結構在不同溫度下的光致發光譜.插圖為PL 譜積分強度隨溫度的變化及Arrhenius 擬合曲線Fig.3.PL spectra of the MQW structure with a SL interlayer at different temperatures.The inset shows the temperature dependence of the integrated PL intensity with the best fitting of the Arrhenius plot.

對于傳統的多量子阱結構,計算出內量子效率為22%,而對于具有超晶格應變層的多量子阱結構樣品其內量子效率為26%.可見具有超晶格應變層結構的量子阱其內量子效率有所提升.

圖2 和圖3 的插圖分別為兩樣品PL 譜積分強度隨溫度的變化曲線以及Arrhenius 擬合曲線.利用下面的Arrhenius 公式[14]擬合PL 譜積分強度的數據點:

式中,I(T)代表在溫度為T時歸一化的積分PL強度;常數α 和β 代表與非輻射復合中心密度有關的速率常數.樣品的積分強度在低溫段變化較小,而進入高溫區域之后快速下降,EA1和EA2分別表示低溫和高溫區的激活能.其中較低的激活能EA1為局域激子束縛能,較大的激活能EA2為量子阱內的載流子從局域勢能最低點躍遷到非輻射復合中心所需跨過的勢壘能量.在這四個參數中,最重要的是激活能EA2,它的大小對應于局域化的強度.

擬合參數結果如表1 所列,從α 和β 的比較可以看到,α 的值遠小于β,因而對內量子效率影響較大的是激活能EA2,其中超晶格樣品的激活能EA2(33.37 meV)比傳統樣品的EA2(47.80 meV)小.對于傳統樣品,它的激活能EA2比較大,意味著光生載流子更容易被限制在局域態中輻射發光,而不易躍遷到非輻射復合中心將能量損耗掉,因而通常對應于較長的發光波長及較高的內量子效率[15].但是傳統結構內量子效率為22%,而超晶格樣品的內量子效率為26%.這說明除局域態的影響之外,壓電極化場發揮比較重要的作用.在量子限制斯塔克效應(QCSE)的影響下,應變量子阱中的極化場引起量子阱中的勢能傾斜,導致發光效率降低.傳統多量子阱結構中存在較強的QCSE 降低了內量子效率,而超晶格應變層結構緩解了QCSE,使之具有較高的內量子效率,對量子阱中的QCSE 狀況進行深入分析非常重要.

表1 擬合參數 α,β,EA1,EA2 及內量子效率Table 1.Fitting Parameters of α,β,EA1,and EA2 together with the internal quantum efficiency.

對PL 譜線進行高斯擬合,可以得到InGaN/GaN 多量子阱的發光峰值能量隨溫度的變化情況.如圖4 所示,當溫度為10 K 時,應變層結構的PL譜峰值能量為3.15 eV,傳統MQW 結構峰值能量為2.96 eV,可見引入超晶格應變層后峰值能量更高,這主要來源于超晶格應變層結構緩解QCSE所引起的峰值藍移.當溫度從10 K 升高到200 K時,傳統MQW 結構峰值能量藍移了45 meV,而在應變層結構中峰值能量藍移只有16 meV.在量子限制斯塔克效應中,對于理想的寬度為d的無限深勢阱,當電場較小時,利用微擾理論,電場造成的n=1 能級的能量紅移正比于電場強度ε的平方 ΔE∝-ε2d4,因而有 dE/dε∝-ε,說明當電場減小同樣值時,對于本來電場較強的情況會發生更大的能量藍移.Takamasa Kuroda 等[16]關于InGaN 量子阱中的載流子屏蔽效應進行了理論計算,采用求解泊松方程和薛定諤方程自洽解的方法對不同載流子濃度下的這種峰值移動進行計算,得到非線性的峰值藍移.圖4 中的實驗結果可歸因于,隨溫度升高而熱激活的載流子,部分屏蔽壓電極化場導致的藍移現象,極化場越強時,這種屏蔽效應越顯著,藍移量越大.相對較小的藍移量說明引入超晶格應變插入層可以削弱量子阱中極化電場.

圖4 兩種MQW 結構PL 譜峰值能量隨溫度的變化Fig.4.Temperature-dependent variations of PL spectral peak energy for two MQW structures.

為了表征電注入時器件的性能,測量了注入電流100 mA 時兩種樣品的電致發光譜,如圖5 所示.對譜線進行高斯擬合,得到傳統結構峰值波長為418 nm,半高寬為23 nm,應變層結構峰值為391 nm,半高寬為16 nm.應變層結構樣品的半高寬比傳統樣品更窄,這主要有兩方面原因,加入應變層后生長量子阱相比普通量子阱其阱內具有較小的勢能漲落,阱區內非輻射復合中心的數目有效地減少了[17,18].這樣生長更均勻、非輻射復合中心更少的量子阱發光峰半高寬會相應減小.另外,應變調制后對QCSE 的抑制增強,使電子空穴波函數重疊的更多,半高寬減小.對比EL 譜線的積分強度,超晶格應變層結構其EL 積分強度相對傳統樣品提升了8.6%,說明引入超晶格之后多量子阱的發光性能有明顯的提高.

圖5 注入電流為100 mA 時兩種MQW 結構的電致發光譜Fig.5.EL spectra of two MQW structures at injection current of 100 mA.

為進一步分析發光增強和QCSE 減弱的起源,對量子阱中的壓電極化場狀況進行深入分析和理論研究非常重要[13].利用加拿大Crosslight 公司提供的APSYS 軟件進行器件仿真,采用基于簡并微擾論的 k·p 方法計算能帶,并借助有限差分方法進行求解,實現了六方結構III 族氮化物體材料和量子阱有源區的能帶結構計算.自洽求解模型需要滿足相應的物理方程,其中最基本的方程包括:Schr?dinger-Poisson 方程和電流連續性方程,并添加漂移-擴散模型[19],界面陷阱俘獲模型[20]以及Fiorentini 提出的自發極化和壓電極化模型[21,22]等物理模型,使計算結果更加準確.在纖鋅礦結構III 族氮化物晶體中,同時存在自發極化和壓電極化效應,對于InGaN/GaN 量子阱結構而言,由于阱很薄,可近似認為壘中無應力,應力主要分布在阱區,由于InGaN 的晶格常數比GaN 大,InGaN阱層受的是壓應力.在這種情況下,材料中的總極化強度為自發極化強度和壓電極化強度之和.對于量子阱的多層平行結構,考慮靜電場邊界條件,電位移矢量在界面處法向連續,可得

其中εi,Ei和Pi分別為第i層的介電系數,電場強度以及極化強度,下標j代表相鄰的第j層相應物理量.另外,考慮到周期性邊界條件,多層平行結構的垂直方向上總電壓降應為0,因而有

其中li為第i層的厚度.由(3)式和(4)式可以得到多量子阱中第j層中的極化電場為[23]

如果假設電場主要由相鄰壘/阱層所影響,(5)式可以簡化為

其中,EB和EW分別為壘中和阱中的電場;lB和lW分別為壘層和阱層的厚度.對于多量子阱和超晶格結構,可直接運用以上(5)式—(7)式進行計算.

需要注意的是,在以上的討論中,晶格的應變都是根據理想情況進行計算的,得出的量子阱中的極化電場通常比實驗觀察到的要大很多.在實際晶體中,由于界面處懸掛鍵和其他缺陷的存在,使得量子阱中的應力存在一定程度的釋放,因此一般采用計算結果的30%作為實際的極化電場強度[24,25].

在計算前先建立與實際器件結構相近的模型,設計一個具有上下電極的多量子阱結構作為傳統結構,以 In0.11Ga0.89N/GaN 量子阱作為有源區,對于SL 插入層結構,模型中有源區結構不變,加入了3 個周期的n 型In0.03Ga0.97N/GaN 超晶格.然后依據文獻建議的取值設置器件各層材料參數.P 型層摻雜濃度為1.2×1018cm-3,n 型層摻雜濃度取為5×1018cm-3,分別計算了有無超晶格應變層的InGaN/GaN 多量子阱的能帶結構.如圖6 所示,當注入電流為100 mA 時模擬計算出的量子阱中能帶圖,為了區分不同量子阱,最靠近n 型層的量子阱標記為QW1,沿生長方向依次為QW2,QW3,QW4,QW5.根據勢能傾斜程度可以計算出量子阱中的電場大小,每個阱中電場強度的模擬結果列在表2 中,以第一個量子阱QW1 為例,傳統MQW 結構中電場是442.5 kV/cm,具有超晶格插入層的樣品中電場為396.7 kV/cm,其他4 個阱中的電場變化也具有相同的趨勢,證明了超晶格應變結構削弱了極化內建電場,抑制了對發光不利的量子限制斯塔克效應,這也與前面實驗結果和分析相吻合,即在生長量子阱前加入超晶格應變層可有效緩解應力在量子阱中的分布,使量子阱內的壓電極化場隨之減小,能帶的傾斜程度因此得到減弱,有效帶隙變寬,發光波長變短,因而加入超晶格應變層后量子阱的PL 和EL 發光峰值相比傳統MQW 結構產生藍移.

表2 量子阱中電場強度和波函數交疊積分模擬結果Table 2.Simulation results of the electric field and wave function overlaps in each quantum well.

圖6 注入電流為100 mA 時兩種樣品的能帶結構Fig.6.Energy band diagrams of two samples at injection current of 100 mA.

由于在輻射復合中,從導帶底(C1)能級到價帶頂重空穴帶(HH1)能級的躍遷起主要作用,我們計算了導帶底和價帶頂的波函數.圖7(a)和圖7(b)分別為100 mA 下傳統結構和超晶格應變層結構五個量子阱中的電子和空穴波函數空間分布和交疊.因為極化電場的存在,電子和空穴的波函數產生空間偏移,各自聚集在阱區相反的兩側,造成相應的交疊積分減小,直接導致量子阱中相應能級之間的躍遷幾率減小.相比于傳統MQW 結構,由于超晶格插入層減小了阱中的電場,計算結果表明電子空穴波函數交疊增加,以第一個量子阱QW1 為例,波函數交疊積分從83.9%升高到89.1%.而且表2 所列每個阱中的波函數交疊都有不同程度的提升.電子空穴波函數交疊的增加意味著更高的光躍遷量子效率[26],縮短了輻射復合壽命,有利于輻射復合與非輻射復合的競爭,在量子阱中實現更高的復合效率可以提高發光強度,這與上文實驗中觀察到的,在100 mA 注入電流下,超晶格應變層結構EL 發光強度提高了8.6%相符.

圖7 注入電流為100 mA 時,MQW 結構(a)和超晶格應變層MQW 結構(b)五個量子阱中電子空穴波函數空間分布和交疊Fig.7.Electron and hole wave function distributions and overlaps in the five quantum wells of the MQW structure(a) and MQW structure with a SL interlayer (b) at 100 mA.

4 結論

本文研究了應變調制層對InGaN/GaN 多量子阱發光性能的影響.對于變溫PL 譜進行了分析,超晶格應變層MQW 的內量子效率有所提升,電致發光實驗表明引入應變結構后EL 峰值積分強度明顯增大,這都說明應變層在一定程度上抑制了影響發光效率的QCSE.理論計算表明,這歸因于超晶格應變層減小了量子阱內的能帶傾斜,削弱了每個量子阱中的壓電極化場,促使電子空穴波函數交疊積分增加,從而提升了輻射復合效率,提高器件工作的可靠性,從理論和實驗兩個方面證明了這種應變調制方法的有效性.