摻雜GaN間隔層對雙波長發(fā)光二極管光譜調(diào)控作用的研究*

張運炎 范廣涵 章 勇 鄭樹文

(華南師范大學(xué)光電子材料與技術(shù)研究所，廣州 510631)

(2010年3月7日收到;2010年5月18日收到修改稿)

摻雜GaN間隔層對雙波長發(fā)光二極管光譜調(diào)控作用的研究*

張運炎 范廣涵?章 勇 鄭樹文

(華南師范大學(xué)光電子材料與技術(shù)研究所，廣州 510631)

(2010年3月7日收到;2010年5月18日收到修改稿)

采用軟件理論分析的方法對p型及n型摻雜的GaN間隔層在InGaN/GaN多量子阱雙波長發(fā)光二極管中對光譜調(diào)控作用進(jìn)行模擬分析.分析結(jié)果表明，摻雜的GaN間隔層的引入，可以有效地控制各阱中的電子或空穴濃度，很好地解決了雙波長發(fā)光二極管中兩種阱發(fā)光強(qiáng)度不均的問題，并且通過控制阻擋層的厚度，可以調(diào)控兩種阱中的載流子濃度，從而調(diào)控發(fā)光峰的相對強(qiáng)度.這些可以歸因于摻雜GaN間隔層對電子或空穴的阻擋作用.

GaN，間隔層，數(shù)值模擬，雙波長發(fā)光二極管

PACS:85.60.Jb，85.50.－n，87.15.A － ，78.60.Fi

1.引 言

近年來，隨著發(fā)光二極管(LED)技術(shù)的不斷進(jìn)步，LED在發(fā)光效率、使用壽命以及成本控制等方面都取得了長足進(jìn)展.隨著生產(chǎn)應(yīng)用的需要，科研人員正把注意力集中到多波長LED芯片的研制上來.多波長LED，也就是在同一個芯片上能夠同時發(fā)多種波長.較我們現(xiàn)在所用的色光組合法，即用多個封裝好的發(fā)不同波長光的LED組合出我們所需要的色光，多波長LED芯片有其獨特的優(yōu)點，它可以減少生產(chǎn)成本，特別是芯片制造成本和封裝成本.同時它的體積較小，有利于提高集成度.多波長發(fā)光二極管有一個重要用途，就是大功率白光LED的制作.目前市場上主流的大功率白光LED主要是以GaN藍(lán)光芯片激發(fā)發(fā)射黃光的熒光粉獲得白光.盡管該類LED在發(fā)光效率方面不斷提升，但其在顯色指數(shù)指標(biāo)上的不足阻礙了其在普通照明領(lǐng)域的應(yīng)用和推廣.并且由于熒光粉的無輻射復(fù)合使得LED效率下降，轉(zhuǎn)化效率低，同時老化實驗表明，熒光粉的劣化是LED壽命縮短的一大原因［1］.因此科研人員致力于研發(fā)無熒光粉的單芯片半導(dǎo)體白光 LED［2—9］，調(diào)整芯片光譜，讓它直接發(fā)出的各種波長的光組合成白光，因此多波長LED芯片成為一種最佳選擇，可以避免使用熒光粉從而克服熒光粉的各種不足.本文對雙波長LED的發(fā)光機(jī)理進(jìn)行軟件模擬研究，并深入討論了不同摻雜類型的GaN間隔層和量子阱壘層對雙波長LED發(fā)光光強(qiáng)、內(nèi)量子效率、電子空穴濃度分布等的影響，對白光LED的制作具有指導(dǎo)作用.

2.理論模型和器件結(jié)構(gòu)

2.1.器件模擬的基本方程

Crosslight公司的半導(dǎo)體器件模擬專用軟件APSYS(advanced physical models of semiconductor devices)［10］是利用二維有限元的分析方法，以漂移-擴(kuò)散模型和電流連續(xù)方程為基礎(chǔ)，結(jié)合邊界條件自洽解泊松方程

得到LED器件電學(xué)與光學(xué)特性.

(1)和(2)式中，Rsp代表自發(fā)輻射復(fù)合速率;Rst代表受激輻射復(fù)合速率;Gopt(t)代表光產(chǎn)生率;n，p為電子與空穴濃度;NA，ND為淺層施主、受主摻雜密度;fD，fA分別為電子占據(jù)施主和空穴占據(jù)受主雜質(zhì)的概率.

分別是電子流與空穴流密度，其中μ為遷移率，EF為準(zhǔn)費米能級.

(3)式中 ΔV為電場，εdc為相對介電常數(shù).

器件中的非輻射復(fù)合過程采用SRH深能級陷阱復(fù)合和俄歇復(fù)合.

SRH復(fù)合速率表示為:

式中cnj，cpj為載流子俘獲系數(shù)，n1j(p1j)為電子或空穴準(zhǔn)費米能級與J陷阱中能級Etj合并時的載流子濃度.Ntj為第j個 SHR深能級陷阱的密度;ftj為電子占據(jù)第j個深能級陷阱的概率，δ為1代表施主，為0代表受主.

俄歇復(fù)合速率表示為

式中，Cn，Cp為材料的俄歇系數(shù)是常數(shù)且取決于材料本身，ni指本征載流子密度.

在處理含應(yīng)力的InGaN量子阱導(dǎo)帶和價帶能級時，為了簡化能級計算，在能帶結(jié)構(gòu)上求解忽略了導(dǎo)帶和價帶的能級之間的耦合作用，分別采用 拋 物 帶 模 型［11］和 有 效 質(zhì) 量 近 似 模 型［12］.InGaN與AlGaN的能帶間隙可用下列方程式表示:

A表示GaN二元合金，B表示InN或AlN二元合金，C為彎曲系數(shù).

在氮化物元件各層交接面中，考慮了內(nèi)建極化效應(yīng)機(jī)制［13—15］.在模擬中，三元氮化物材料極化效應(yīng)公式如下:

ε為薄膜結(jié)構(gòu)與基板間的應(yīng)變，計算如下:

這里 asub為基板晶格常數(shù)，a為氮化物薄膜晶格常數(shù).

APSYS模擬程序按照有限元方法在空間離散泊松方程、電流連續(xù)性方程、載流子輸運方程和量子機(jī)制的波方程等，形成非線性方程組，然后用求解非線性方程組的方法，如牛頓法進(jìn)行迭代求解，從而得到LED器件電學(xué)與光學(xué)特性.軟件還考慮了氮化物元件各層交接面的內(nèi)建極化效應(yīng)，同時兼顧了載流子的自發(fā)輻射復(fù)合和缺陷所造成的SRH非輻射復(fù)合速率問題.此軟件具有數(shù)值穩(wěn)定和計算速度高的特點.

2.2.器件結(jié)構(gòu)

本文研究了InGaN量子阱結(jié)構(gòu)的發(fā)光二極管，其中器件面積為300 μm×300 μm，器件結(jié)構(gòu)如表1所示，從下到上依次為 3 μm n-GaN(摻雜濃度為5×1018cm－3);活性層Ⅰ;GaN間隔層;活性層Ⅱ;0.03 μm的 p-Al0.07Ga0.93N(p型摻雜濃度為3×1017cm－3)電子阻擋層;0.15 μm p-GaN(p型摻雜濃度為7×1017cm－3).每個活性層包括兩個量子阱層及它們的壘層，本文選取的兩種活性層分別以In0.11Ga0.89N和In0.18Ga0.82N為阱層材料，厚度均為2.2 nm，兩種量子阱結(jié)構(gòu)的壘層均為GaN，厚度均為15 nm.具體結(jié)構(gòu)如表1中所示.

表1 器件結(jié)構(gòu)表

在本文中，器件工作溫度為300 K，活性層Ⅰ與活性層Ⅱ是兩種不同的阱.針對間隔層進(jìn)行了數(shù)種設(shè)計，總的分為n型摻雜間隔層和p型摻雜間隔層.再細(xì)分對比了兩種活性層間有無間隔層，及不同厚度的間隔層時的結(jié)果.然后交換兩種阱位置，同樣比較它們間有無間隔層，及不同厚度的間隔層時的結(jié)果.詳細(xì)對比了發(fā)光光譜隨電流的變化及電子空穴分布.

3.結(jié)果與討論

3.1.n型摻雜間隔層

這里對間隔層進(jìn)行 n型摻雜，摻雜濃度為3×1017cm－3，同時也對量子阱壘層進(jìn)行 n型摻雜，摻雜濃度為3×1017cm－3.雖然電子空穴濃度分布、復(fù)合率分布等會隨電流大小而變化，但是根據(jù)計算結(jié)果顯示，間隔層及量子阱壘層對載流子分布及對光譜調(diào)控的一系列作用，在其他大小的電流下與在20 mA電流下特征趨勢相同.限于篇幅，我們只選取了20 mA作為代表，并結(jié)合發(fā)光光譜隨電流的變化進(jìn)行補(bǔ)充說明論證.

3.1.1.不同阱(In含量不同)對空穴限制作用比較

1)活性層Ⅱ為 In0.18Ga0.82N/GaN，活性層Ⅰ為In0.11Ga0.89N/GaN且它們之間不加間隔層.

圖1是在20 mA時芯片的自發(fā)發(fā)射譜，從圖可見，In0.18Ga0.82N阱所發(fā)的0.45 μm光的光強(qiáng)度非常大，而In0.11Ga0.89N阱卻幾乎看不到發(fā)光峰.觀察圖2，圖中N表示此端靠近N電極，P表示此端靠近P電極.圖中兩個阱的電子濃度大體相同，但I(xiàn)n0.18Ga0.82N阱中空穴濃度卻比In0.11Ga0.89N阱中的空穴濃度至少大了4個數(shù)量級.

2)交換活性層Ⅰ與Ⅱ阱類型，即活性層Ⅱ為In0.11Ga0.89N/GaN，活性層Ⅰ為In0.18Ga0.82N/GaN且它們之間不加間隔層.

圖1 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

圖2 芯片20 mA時電子空穴濃度分布圖 n表示濃度

從圖3與圖1對比可以看出，In0.11Ga0.89N阱所發(fā)的0.41 μm光的峰出現(xiàn)，但是峰高還是遠(yuǎn)遠(yuǎn)低于In0.18Ga0.82N阱所發(fā)的0.45 μm光的峰高.從圖4可以看出，In0.18Ga0.82N阱雖然較 In0.11Ga0.89N阱遠(yuǎn)離空穴源，但I(xiàn)n0.18Ga0.82N阱中平均空穴濃度還是大于In0.11Ga0.89N阱中的平均空穴濃度，而電子濃度卻相差甚小.

3)小結(jié)

對比圖2和圖4可以看出，不論高In組分的阱是靠近空穴源還是遠(yuǎn)離空穴源，其阱中的平均空穴濃度都大于低In組分的阱，所以高In組分的阱對空穴的限制作用強(qiáng)于低In組分阱.同時，電子濃度分布比空穴濃度均勻得多.n型摻雜間隔層及量子阱壘層，對電子來說勢壘較低，有利于電子的流動，形成均勻分布，結(jié)合圖4，圖5和圖6情況便可以看出.但對于空穴來說n型摻雜間隔層及量子阱壘層勢壘較高，所以對空穴流動形成障礙，使得越是遠(yuǎn)離空穴源的阱中的空穴濃度越低，形成濃度梯度分布.從圖2和圖4中量子阱內(nèi)空穴濃度可以看出，對于相同組分的阱，遠(yuǎn)離空穴源的那個阱中的空穴濃度要比靠近空穴源的那個阱的空穴濃度要低.在各阱中電子濃度大體相同時，空穴濃度越大，其復(fù)合效率就越高，發(fā)光光強(qiáng)就越大，從而產(chǎn)生了圖1與圖3的發(fā)光光譜.

圖3 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

圖4 芯片20 mA時電子空穴濃度分布圖

3.1.2.間隔層對空穴流的阻擋作用

由于不同阱對空穴的限制作用的不同，導(dǎo)致兩個阱的空穴濃度差異，造成發(fā)光強(qiáng)度懸殊.所以活性層Ⅱ設(shè)為 In0.11Ga0.89N/GaN，活性層Ⅰ設(shè)為In0.18Ga0.82N/GaN，并引入間隔層對空穴進(jìn)行阻擋.這樣，雖然近源區(qū)的低In組分阱對空穴的限制作用弱，但是阻擋層把從源區(qū)流來的空穴阻擋了一部分在低In組分阱中，從而平衡兩種阱間的空穴濃度，達(dá)到對兩種阱發(fā)光譜強(qiáng)度調(diào)控的目的.

圖5 芯片20 mA時電子空穴濃度分布圖

圖6 芯片20mA時電子空穴濃度分布

1)間隔層0.015 μm 圖7是在20 mA時自發(fā)發(fā)射譜，對比圖3，可以看出 In0.11Ga0.89N阱所發(fā)的0.41 μm光的峰高與 In0.18Ga0.82N阱所發(fā)的0.45 μm光的峰齊平.從圖5可以看出，隨著間隔層的引入，使得空穴在兩種阱間的勢壘增加，進(jìn)而阻擋了空穴的流動.對比圖4，In0.18Ga0.82N阱中兩個量子阱的空穴濃度變小，In0.11Ga0.89N阱中兩個量子阱的空穴濃度增大，而電子濃度卻依然相差甚小.從兩種活性層量子阱中的空穴電子濃度變化，可以看出間隔層對空穴流有阻擋作用，從而調(diào)節(jié)光譜產(chǎn)生了圖5與圖7的變化.

2)間隔層 0.075 μm 從圖8可以看出，對比圖6，In0.18Ga0.82N阱所發(fā)的 0.45 μm光的峰消失了，而In0.11Ga0.89N阱所發(fā)的0.41 μm光的峰高急劇增加.從圖6中可以看出，對比圖5，電子濃度依舊沒有太大的變化，但是 In0.11Ga0.89N阱中兩個量子阱的空穴濃度大幅度增加，In0.18Ga0.82N阱中兩個量子阱的空穴濃度減小得更嚴(yán)重.空穴濃度的變化造成了圖9的載流子復(fù)合率分布，高In組分阱中空穴濃度大，所以載流子復(fù)合率較高，低In組分阱中，空穴濃度分布小，所以在圖9中小得難以看到其載流子復(fù)合率峰.在圖8中的表現(xiàn)就是0.41 μm的發(fā)光峰極高，而0.45 μm的發(fā)光峰幾乎看不到.

圖7 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

圖8 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

圖9 芯片20 mA時載流子復(fù)合率位置分布圖

3)小結(jié) 從以上分析可以看出，隨著間隔層的增厚，空穴在兩種量子阱間的勢壘不斷增大，它對空穴的阻擋作用增強(qiáng)，把大量的空穴阻擋于靠近空穴源的那個阱.因此能通過控制間隔層的厚度來調(diào)節(jié)空穴在各阱中的分布，從而控制各阱的發(fā)光強(qiáng)度，使LED所發(fā)各種色光滿足設(shè)計要求.再者，通過觀察圖5與圖6左下方粗實線所示的溢出空穴可以看出，因為間隔層的增厚，溢出空穴減少了近3個數(shù)量級，有利于提高載流子的復(fù)合率.

3.1.3.發(fā)光光譜隨電流增大的變化

圖10 當(dāng)間隔層為0.015 μm時自發(fā)發(fā)射譜與電流變化圖

圖11 當(dāng)間隔層為0.019 μm時自發(fā)發(fā)射譜與電流變化圖

圖12 當(dāng)芯片間隔層為0.015 μm，活性層Ⅰ設(shè)為In0.11Ga0.89N，活性層Ⅱ設(shè)為In0.18Ga0.82N時自發(fā)發(fā)射譜與電流變化圖

圖10與圖11均為芯片發(fā)光光譜隨電流變化圖，其芯片活性層Ⅱ設(shè)為In0.11Ga0.89N/GaN，活性層Ⅰ設(shè)為 In0.18Ga0.82N/GaN.圖10芯片間隔層厚0.015 μm，從圖10中可以看出，隨著電流的增大，高In組分阱的發(fā)光峰增幅大于低In組分阱.圖10中20 mA時兩種阱的發(fā)光峰峰高還大體等高，但是隨著電流增大到60 mA，0.45 μm的峰高就大大高于0.41 μm的發(fā)光峰峰高.這是高In組分阱的空穴限制作用強(qiáng)，在大電流下，高 In組分阱對空穴的束縛表現(xiàn)了更大優(yōu)勢，從而高In組分阱的空穴濃度增幅大于低In組分阱，使得載流子復(fù)合率更高.結(jié)合3.1.1和3.1.2就更容易理解.In0.11Ga0.89N阱比In0.18Ga0.82N阱更靠近P電極，空穴從 P電極流出，必先經(jīng)過In0.11Ga0.89N阱再經(jīng)過 In0.18Ga0.82N阱，這樣In0.11Ga0.89N阱對空穴的束縛就位置上占有較大的優(yōu)勢.如果兩種阱對空穴的束縛作用相同，那么In0.11Ga0.89N阱自發(fā)發(fā)射譜隨電流增大的增幅將會比In0.18Ga0.82N阱大.為了進(jìn)一步論證，我們設(shè)計了間隔層為0.015 μm，活性層Ⅰ為 In0.11Ga0.89N，活性層Ⅱ為In0.18Ga0.82N的芯片，其自發(fā)發(fā)射譜隨電流變化如圖 12所示.因為 In0.11Ga0.89N阱較 In0.18Ga0.82N阱遠(yuǎn)離P電極，其對空穴的束縛在位置上較為不利，再加上In0.11Ga0.89N阱對空穴束縛作用弱，使得其阱中空穴濃度低，導(dǎo)致復(fù)合率低，從而發(fā)光峰與In0.18Ga0.82N阱的發(fā)光鋒比小得難以觀察.所以圖10中兩種阱發(fā)光鋒隨電流變化增幅不同是由于這兩種阱對空穴束縛作用強(qiáng)弱不同造成的.

從圖11中可以看出，在圖10芯片結(jié)構(gòu)上進(jìn)一步加厚間隔層達(dá)0.019 μm，使得兩種阱間空穴勢壘增大，通過這個勢壘對空穴的限制作用阻擋一部分空穴于低In組分阱中，從而再次平衡兩種阱中的空穴濃度，芯片在60 mA時的發(fā)光峰就可以齊平.

通過模擬分析可以看出，在由發(fā)兩種不同波長的InGaN量子阱組成的LED中，高In組分阱對空穴限制作用強(qiáng)于低In組分阱，而在這種間隔層及量子阱壘層均為n型摻雜的LED器件中電子的分布受間隔層影響較小，所以為了調(diào)控兩種阱的發(fā)光強(qiáng)度，使得兩種阱發(fā)光強(qiáng)度相對平均，制作時必須把低In組分的阱制作得比高In組分阱靠近P電極.再通過間隔層對空穴流進(jìn)行部分阻擋，使得靠近空穴源的低In組分阱中的空穴濃度增加，從而增強(qiáng)低In組分阱的發(fā)光強(qiáng)度.因此把低In組分阱制作得靠近空穴源，并且控制間隔層的厚度，可以有效地控制兩種阱的相對發(fā)光強(qiáng)度，從而達(dá)到設(shè)計要求.此外，間隔層的引入能有效地減少空穴流的溢出.

3.2.p型摻雜間隔層

這里對間隔層進(jìn)行 p型摻雜，摻雜濃度為3×1017cm－3，同時也對量子阱壘層進(jìn)行 p型摻雜，摻雜濃度為3×1017cm－3.與n型摻雜間隔層情形類似，我們選取了驅(qū)動電流為20 mA時作為代表，并結(jié)合發(fā)光光譜隨電流的變化進(jìn)行補(bǔ)充說明.

3.2.1.不同阱層(In含量不同)對電子限制作用比較

1)活性層Ⅱ為 In0.18Ga0.82N/GaN，活性層Ⅰ為In0.11Ga0.89N/GaN，且它們之間不加間隔層.

圖13是在20 mA時芯片的自發(fā)發(fā)射譜.從圖可見，In0.18Ga0.82N阱所發(fā)的0.45 μm光的光強(qiáng)度非常大，而In0.11Ga0.89N阱卻只有微弱發(fā)光.從圖14可以看出，In0.18Ga0.82N阱雖然較In0.11Ga0.89N阱遠(yuǎn)離電子源，但I(xiàn)n0.18Ga0.82N阱中平均電子濃度還是大于In0.11Ga0.89N阱中的平均電子濃度.

圖13 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

2)當(dāng)交換活性層Ⅰ與Ⅱ阱類型時，即活性層Ⅱ為 In0.11Ga0.89N/GaN，活性層Ⅰ為 In0.18Ga0.82N/GaN，且它們之間不加間隔層.

從圖15中可以看出，對比圖13，In0.11Ga0.89N阱所發(fā)的0.41 μm光的峰消失.從圖16可以看出，In0.18Ga0.82N阱中的平均電子濃度顯然大于In0.11Ga0.89N阱中的平均電子濃度.

3)小結(jié) 從以上對比可以看出，不論高In組分阱是靠近電子源還是遠(yuǎn)離電子源，其阱中的平均電子濃度都大于低In組分的阱，可見高In組分的阱對電子的限制作用比較強(qiáng).同時由于p型摻雜GaN量子阱壘層對電子來說勢壘較大，限制了電子的流動，使得在相同In組分的兩個阱中遠(yuǎn)離電子源的那個阱的電子濃度較近電子源的那個阱小，這一點隨后給出驗證.當(dāng)然，最靠近p極的那個阱中的電子濃度突然升高，主要是P-Al0.07Ga0.93N的電子阻擋層對電子進(jìn)行阻擋的結(jié)果.

圖14 芯片20 mA時電子空穴濃度分布圖

圖15 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

圖16 芯片20 mA時電子空穴濃度分布圖

3.2.2.間隔層對電子流的阻擋作用

由于不同阱對電子的限制作用的不同，導(dǎo)致兩個阱的電子濃度差異，造成發(fā)光強(qiáng)度不同.所以把低In組分阱設(shè)置近 N極，即近電子源，這樣更有利于增加低In組分阱中的電子濃度，同時引入間隔層對電子進(jìn)行阻擋，使從電子源流過的電子一部分被阻于低In組分阱中，以平衡兩種阱間的電子濃度，從而達(dá)到對兩種阱發(fā)光譜強(qiáng)度的調(diào)控.所以將活性層Ⅱ設(shè)為 In0.18Ga0.82N/GaN，活性層Ⅰ設(shè)為 In0.11Ga0.89N/GaN.

1)間隔層為 0.017 μm

圖17是在20 mA時自發(fā)發(fā)射譜，對比圖13可以看出，隨著0.017 μm的間隔層的引入，In0.11Ga0.89N阱所發(fā)的0.41 μm光的峰高變得與 In0.18Ga0.82N阱所發(fā)的0.45 μm光的峰高等高.從圖18可以看出，In0.18Ga0.82N阱中兩個量子阱的電子濃度對比圖14變小，In0.11Ga0.89N阱中兩個量子阱的電子濃度對比圖14增大.兩種阱的平均電子濃度大小變得相同.從兩種活性層量子阱中的電子濃度變化可以看出，間隔層對電子有一定的阻擋作用，從而產(chǎn)生了圖17與圖18的變化.

圖17 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

2)間隔層再增厚達(dá)0.06 μm

從圖19可以看出，對比圖17，In0.18Ga0.82N阱所發(fā)的0.45 μm光的峰急劇下降，而 In0.11Ga0.89N阱所發(fā)的0.41 μm光的峰高急劇增加.從圖20中可以看出，In0.18Ga0.82N阱中兩個量子阱的電子濃度對比圖18減小得嚴(yán)重.

圖18 芯片20 mA時電子空穴濃度分布圖

圖19 芯片20 mA時自發(fā)發(fā)射譜圖

圖20 芯片20 mA時電子空穴濃度分布

3)小結(jié) 從以上分析可以看出，電子在p型摻雜GaN中的勢壘較高，隨著間隔層的增厚，它對電子的阻擋作用增強(qiáng)，結(jié)合圖16與圖21中In0.11Ga0.89N阱中電子濃度的對比就更容易看出間隔層對電子的阻擋作用.因此能通過控制間隔層的厚度來調(diào)節(jié)電子在各阱中的分布，從而控制各阱的發(fā)光強(qiáng)度，使LED所發(fā)色光滿足設(shè)計要求.再者，通過觀察圖18和圖20，圖16與圖21右下方實線所示的溢出電子，可以看出，因為間隔層的增厚，溢出電子急劇減少，有利于提高載流子的復(fù)合率.

圖21 芯片活性層Ⅱ為In0.11Ga0.89N，活性層Ⅰ為In0.18Ga0.82 N，間隔層為0.06 μm，20 mA時電子空穴濃度分布

3.2.3.發(fā)光光譜隨電流增大的變化

圖22與圖23均為芯片發(fā)光光譜隨電流變化圖，芯片活性層Ⅱ設(shè)為 In0.18Ga0.82N/GaN，活性層Ⅰ設(shè)為為 In0.11Ga0.89N/GaN.圖22芯片間隔層厚0.018 μm.與3.1.3中類似，從圖22中可以看出，隨著電流的增大，高In組分阱的發(fā)光峰增幅大于低In組分阱.圖22中20 mA時兩種阱的發(fā)光峰峰高還大體等高，但是隨著電流增大到60 mA，0.45 μm的峰高就大大高于0.41 μm的發(fā)光峰峰高.這是高In組分阱對電子的束縛限制能力強(qiáng)，在大電流下，高In組分阱對電子的束縛表現(xiàn)了更大優(yōu)勢，從而高In組分阱的電子濃度增幅大于低 In組分阱，使得載流子復(fù)合率更高.結(jié)合3.2.1和3.2.2就更容易理解.In0.11Ga0.89N阱比In0.18Ga0.82N阱更靠近N電極，電子從N電極流出，必先經(jīng)過In0.11Ga0.89N阱再經(jīng)過 In0.18Ga0.82N阱，這樣 In0.11Ga0.89N阱對電子的束縛就位置上占有較大的優(yōu)勢.如果兩種阱對電子的束縛作用相同，那么In0.11Ga0.89N阱自發(fā)發(fā)射譜隨電流增大的增幅將會比In0.18Ga0.82N阱大.為了進(jìn)一步論證，我們設(shè)計了間隔層為0.018 μm，活性層Ⅱ為 In0.11Ga0.89N，活性層Ⅰ為In0.18Ga0.82N的芯片.其自發(fā)發(fā)射譜隨電流變化如圖24所示，因為 In0.11Ga0.89N阱較 In0.18Ga0.82N阱遠(yuǎn)離了N電極，其對電子的束縛在位置上較為不利，再加上In0.11Ga0.89N阱對電子束縛作用弱，使得其阱中電子濃度比In0.18Ga0.82N阱小得多，復(fù)合率低，從而其發(fā)光峰與In0.18Ga0.82N阱的發(fā)光鋒比小得難以觀察.所以圖22中兩種阱發(fā)光鋒隨電流變化增幅不同是由于這兩種阱對電子束縛作用強(qiáng)弱不同造成的.

圖22 當(dāng)間隔層為0.018 μm時自發(fā)發(fā)射譜與電流變化圖

圖23 當(dāng)間隔層為0.023 μm時自發(fā)發(fā)射譜與電流變化圖

從圖23中可以看出，當(dāng)在圖22芯片上進(jìn)一步加厚間隔層達(dá)0.023 μm，使得兩種阱間電子勢壘增大，通過勢壘增強(qiáng)對電子的阻擋作用，使低 In組分阱中電子濃度增大，再次平衡兩種阱中的電子濃度，芯片在60 mA時的發(fā)光峰就可以齊平.

圖24 芯片間隔層為0.018 μm，活性層Ⅱ設(shè)為In0.11Ga0.89N，活性層Ⅰ設(shè)為In0.18Ga0.82N，自發(fā)發(fā)射譜與電流變化圖

通過模擬分析可以看出在由發(fā)兩種波長光的InGaN量子阱組成的LED中，高In組分的阱對電子限制作用強(qiáng)于低In組分的阱，所以在這種間隔層及量子阱壘層均為p摻雜的LED器件中，為了調(diào)控兩種阱的發(fā)光強(qiáng)度，使得兩種阱發(fā)光強(qiáng)度相對平均，制作時必須把低In組分的阱制作得比高In組分阱靠近N電極.再通過間隔層對電子流進(jìn)行部分阻擋，使得靠近電子源的低In組分阱中的電子濃度增加，從而使得其光強(qiáng)度增加，并減小近p型層高In組分阱中的電子濃度，減小其電子與空穴復(fù)合，從而降低其發(fā)光強(qiáng)度.因此把低In組分阱制作得靠近電子源，并且控制間隔層的厚度，可以有效的控制兩種阱的相對發(fā)光強(qiáng)度，從而使芯片達(dá)到設(shè)計要求.

4.結(jié) 論

間隔層的引入，可以有效地控制電子空穴的濃度分布，可以很好地解決兩種波長的光發(fā)光光強(qiáng)不均的現(xiàn)像.并且通過控制間隔層的厚度，可以有效地調(diào)控兩種阱的相對發(fā)光強(qiáng)度，以達(dá)到芯片光譜設(shè)計的要求.

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Effect of spectrum-control in dual-wavelength light-emitting diode by doped GaN interval layer*

Zhang Yun-Yan Fan Guang-Han?Zhang Yong Zheng Shu-Wen
(Institute of Opto-Electronic Materials and Technology，South China Normal University，Guangzhou 510631，China)
(Received 7 March 2010;revised manuscript received 18 May 2010)

A two-dimensional simulation of electrical and optical characteristics of dual-wavelength LED(light-emitting diode)with doped GaN interval layer is conducted with software.It shows that by the use of doped GaN interval layer，we can solve the luminescence intensity disparity of the two kinds of quantum wells in dual-wavelength LED.And through control of the thickness of the interval layer，we can adjust the relative luminescence intensity of the two kinds of quantum wells.Therefore，the effect of spectrum-control in dual-wavelength LED is due to the blocking effect of holes or electrons by doped GaN interval layer.

GaN，interval layer，numerical simulation，dual-wavelength light-emitting diode

*廣東省產(chǎn)學(xué)研結(jié)合引導(dǎo)項目(批準(zhǔn)號:2009B090300338)、粵港關(guān)鍵領(lǐng)域重點突破項目(批準(zhǔn)號:2007A010501008)和高等學(xué)校博士學(xué)科點專項科研基金(批準(zhǔn)號:350163)資助的課題.

?通訊聯(lián)系人.E-mail:gfan@scnu.edu.cn

*Project supported by the Guided Program of Guangdong Province-Ministry of Education of China on Industry-University-Research Collaboration(Grant No.2009B090300338)，the Crucial Field and Key Breakthrough Project of Guangdong Province and Hongkong，China(Grant No.2007A010501008)and the Specialized Research Fund for the Doctoral Program of Higher Education of China(Grant No.350163).

?Corresponding anthor.E-mail:gfan@scnu.edu.cn