Diodes électroluminescentes à puits quantiques

Nous allons tout d’abord rappeler brièvement les points clés du fonctionnement d’une DEL à puits quantique nitrure.

Les puits quantiques sont insérés à la jonction entre le GaN de type n et le GaN de type p comme le montre la figure 1. Dans notre cas, nous épitaxions cinq puits quantiques. Les puits quantiques doivent se trouver dans la zone de charge d’espace de la DEL, c’est pourquoi l’épaisseur de la barrière GaN entre les différents puits est toujours comprise entre 5 et 10nm dans les structures DELs ou diodes laser (DLs). Dans notre cas, elle est de l’ordre de 7,5 nm. Les puits sont alors considérés comme des multi-puits quantiques. Il faut donc tenir compte de la redistribution du champ électrique dans les puits et les barrières pour calculer l’énergie de transition fondamentale de chacun des puits. Cela va induire une diminution du champ électrique dans le puits, provoquant à la fois un décalage vers le bleu de l’énergie de transition et une augmentation de la force d’oscillateur. L’épaisseur de GaN entre les puits InxGa1-xN

doit aussi être suffisamment grande pour conserver un GaN de bonne qualité cristalline. Dans un cas idéal, les électrons venant du type n diffusent vers la bande de conduction des puits quantiques. De même, les trous venant du type p diffusent vers la bande de valence des puits quantiques. Les porteurs peuplent alors tous les puits quantiques et se recombinent en émettant des photons. Le temps de piégeage dans les puits quantiques est plus petit que le

Zone type p Zone type n

Zone type p Zone type n

temps de vie dans le GaN massif, qu’il soit radiatif ou non. Les porteurs se localisent alors dans les puits. Comme les densités de porteurs n et p sont grandes dans les puits, la recombinaison radiative devient plus rapide que la recombinaison non-radiative, de sorte que l’efficacité du dispositif est augmentée. De plus, la force d’oscillateur est grande dans un puits quantique, ce qui conduit aussi à l’augmentation du rendement de la DEL en comparaison à celui d’une homojonction.

L’énergie d’EL de l’émission est celle de la transition fondamentale du puits quantique en tenant compte de la redistribution du champ électrique dans les multi-puits quantiques et du champ électrique présent dans la zone de charge d’espace comme expliqué dans le cas de jonctions p-n. Dans le cas idéal, le type de courant est un courant de génération- recombinaisons. Les autres types de courant, comme le courant de diffusion (traits pointillés sur la figure 1), sont considérés comme des pertes puisqu’ils ne participent pas à la luminescence des puits quantiques. Ils doivent donc être minimisés.

Figure 1 : Schéma d’une DEL nitrure à puits quantiques en fonctionnement [1]. Les puits quantiques sont considérés dans la zone de type n en raison du dopage résiduel de type n. Dans le cas des DELs nitrures à puits quantiques, deux problèmes majeurs se posent. Le premier est la faible concentration en trous du type p comparée à la concentration en électrons du type n. Les électrons ont alors tendance à sortir des puits quantiques et à aller se recombiner dans le GaN de type p. Pour limiter ce problème, une barrière à électrons, comme nous l’avons vu dans le chapitre précédent, est insérée entre les puits quantiques et le GaN de type p. Le second problème majeur est la faible mobilité des trous. Ces derniers diffusent donc peu vers les puits quantiques. Tout va dépendre de la barrière de potentiel créée par le champ électrique de la jonction et donc de la tension appliquée. La figure 2 montre le schéma

de bande d’une DEL à puits quantiques pour les tensions de 0, 1, 1,5, 2, et 2,5 V. Φ0 est

l’énergie d’activation (barrière que les trous ont à franchir) à courant nul. qVbi est la tension

de diffusion (elle dépend du dopage des régions de type n et de type p) et Eg est l’énergie de

bande interdite de GaN. D’après L. Hirsh et al. [2], en dessous d’une tension d’1,5V, les électrons peuvent facilement gagner le puits quantique le plus proche du GaN de type p, alors que la barrière (Φ) reste trop importante pour que les trous puissent la franchir. Cela est aussi dû à leur faible mobilité (µp ~ 1cm²/V/s et µn ~ 200cm²/V/s) . Puis, avec l’augmentation de la

tension, la barrière s’abaissant, les trous ont plus de facilité à gagner le premier puits quantique.

Les trous diffusent donc peu vers les puits quantiques et les principales recombinaisons se font alors dans le puits quantique le plus proche du GaN de type p. Les trous peuplent avec encore moins de facilité les autres puits quantiques du moins pour des tensions de cette ordre, car en combinant une tension plus importante et une barrière à électrons, il est possible de peupler aussi les autres puits quantiques comme nous le verrons dans la troisième partie de ce chapitre.

Figure 2 : Schéma de bande d’une DEL à puits quantiques pour des tensions de 0, 1, 1,5, 2, 2,5V (a, b, c, d, e respectivement) [2].

Comme dans le cas des jonctions p-n du chapitre IV, le courant aux bornes de la jonction sera limité principalement par le courant de trous. Pour limiter ce problème, il faut augmenter la concentration en trous et la mobilité, et diminuer la résistivité. C’est ce que nous avons essayé

p. Néanmoins, la grande énergie d’ionisation des atomes de Mg nous limite. Comme nous l’avons vu, la concentration en trous et la mobilité dépassent difficilement 1.1018/cm3 et 10 cm²/V/s respectivement et ce, quelque soit la technique de croissance utilisée [3][4].

Il y a donc de forte chance pour que la puissance de la DEL soit déterminée par la qualité optique du puits quantique le plus proche du GaN de type p. Néanmoins, nous verrons plus loin qu’avec l’augmentation du courant, même le puits le plus proche du GaN de type n finit par participer à la luminescence. Dans la littérature, les DELs de bonne puissance comportent souvent au moins 5 puits quantiques dans la zone active [1][5][6] dans le but de fonctionner à forte injection.

Le tableau 1 reporte les valeurs de l’état de l’art des DELs pour les différentes techniques d’épitaxie. Il apparaît, comme nous l’avons déjà mentionné dans le chapitre précédent, que la puissance des DELs EJM source NH3 ou plasma est assez éloignée des valeurs de l’EPVOM.

Dans le cas de longueurs d’onde de l’ordre de 400nm, l’entreprise Sharp (EJM source NH3) a

réussi à obtenir une puissance de DEL de 3,7mW à 20mA [7]. Cette valeur est bien inférieure à la puissance de DELs réalisées en EPVOM de même longueur d‘onde, mais supérieure aux puissances déjà reportés en EJM, néanmoins il s’agissait de plus grandes longueurs d’onde. Les puits (Ga,In)N/GaN nécessitent alors des concentrations en In de l’ordre de 20% contre seulement 10% dans le cas de Sharp. Le champ électrique augmentant avec la concentration en In, la force d’oscillateur diminue, d’où la plus grande difficulté de fabriquer des DELs dont la puissance est supérieure à 1mW pour les longueurs d’onde de l’ordre de 450nm et plus.

Technique de croissance λ = 400 nm à 20mA ηext correspondant λ = 450 nm à 20mA ηext correspondant EPVOM [5] >20 mW >35% >5mW >10% EJM NH3 (CRHEA) [8] --- --- ~0,3mW 0,5% EJM NH3 (Sharp) [7] 3,7mW 6% --- --- EJM plasma [6] (Univ.Santa Barbara) --- --- 0,87mW 1,7%

Tableau 1 : Etat de l’art des DELs EPVOM et EJM. Puissance à 400nm et 450nm à 20mA, rendement quantique externe (ηext ) correspondant.

Dans notre cas, nous nous sommes attachés à comparer la puissance des DELs à grande longueurs d’onde, c’est à dire avec une forte composition en In (~20%). Dans le paragraphe

qui va suivre, nous allons étudier les caractéristiques d’une DEL épitaxiée en EJM source NH3 et émettant à 440nm (xIn = 20%).