TW202129994A - 來自立方ＧａＮ中量子線的偏極化光發射 - Google Patents

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瑞秋 奧利佛
曼諾 卡伯斯
菲利普 道森
史帝芬 雀奇
大衛 賓克斯
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英商劍橋企業有限公司
曼徹斯特大學
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Abstract

一種半導體結構，其包含：基質，該基質具有具第一能隙的第一立方第三族氮化物；及具第二能隙且形成嵌入該基質內之區域的第二立方第三族氮化物。該第二立方第三族氮化物包含使該第二能隙相對於該第一能隙減少之合金化材料，量子線係由在嵌入該基質內之該區域內的部分所界定，該部分形成一維電荷-載子侷限通道，其中該量子線可操作以展現光學偏極化之發光。

Description

來自立方ＧａＮ中量子線的偏極化光發射
本揭露係關於展現發光之立方第三族氮化物半導體，特別是(但不限於)關於立方第三族氮化物半導體結構中的量子線。
立方/閃鋅礦相之GaN相關結構被認為是更廣為人知的纖維鋅礦型/六方型GaN半導體之有希望的替代物，並且可用於達到長波長(包括綠琥珀色與紅色)LED之改善的效率。已知半導體(比如包含GaN之半導體)導致光致發光性與電致發光性，其中這類半導體可用於LED或光二極體裝置。第三族氮化物半導體一般提供大範圍的光電應用，包括LED、與發射藍、綠、與紅色光譜範圍之雷射二極體。然而，當用於顯示器技術時，傳統LED源仍需要單獨偏光濾光鏡，其固有地使光透射減少，因此使系統的效率減少。因此，獲得用於LD或LCD顯示器、或需要偏極化光源之這類裝置的偏極化光源是有利的。 此外，藉由較大能隙與(相對地)較小能隙半導體的區域之佈置，可佈置半導體以形成所謂的「量子線」(Q線)。量子線一般可看成是電荷載子(即電子與/或電洞)侷限於兩個正交維度中，但是在第三個正交維度中自由移動之材料區域。此電荷載子之侷限導致在Q線內形成一系列量子化(或實質上量子化)的能態。 據觀察，在已知領域中，Q線可在低溫下展現光發射，然而，如下所述，由各種立方第三族氮化物半導體產生之光發射性一般是未知的或在目前最先進之技術水平中是尚未充分理解的。
本揭露尋求解決由半導體裝置(特別是立方第三族氮化物半導體裝置)可靠地產生偏極化光源的難題。 量子線是一維(1D)結構，其展現電荷載子在兩個維度的量子侷限(使電荷載子僅在1D自由移動)。這與量子井(其為展現電荷載子在一個維度的量子侷限(使電荷載子在2D自由移動)的二維(2D)結構)成對比，且與量子點(其為電荷載子於所有可能維度均受侷限的零維結構(0D))成對比。 在下列揭露中，據證實，可以從量子井內之立方第三族氮化物系量子線獲得偏極化光發射。若這可以在LED結構中達到，則這提供途徑以改善在顯示與其他應用中的效率。目前，將標準(非偏極化)LED用作為LCD顯示器之背光光源。由於這些顯示器係憑藉偏極化光，目前這係藉由將偏光膜置於非偏極化光源前面來達到，意味著標準背光光源所發射的光有差不多50%浪費了。若可以實現偏極化光源，則這有利地意味著更多所發射的光能可以用於顯示，因此導致更有效率之顯示器。這進而將延長可攜式裝置的電池壽命。因此，來自立方GaN LED之與改善的效率(特別是在較長波長比如綠色、琥珀色與/或紅色)之潛力結合的偏極化光發射在顯示應用提供顯著利益。也有大範圍的使用偏極化光源之其他應用，因此也有受益於偏極化立方GaN LED之其他適合應用範圍。 根據本揭露之一態樣，提供一種半導體結構，其包含：基質，其包含具有第一能隙的第一立方第三族氮化物；及第二立方第三族氮化物，其具有第二能隙且形成嵌入該基質內之區域，其中該第二立方第三族氮化物包含使該第二能隙相對於該第一能隙減少的合金化材料。該半導體結構另外包含：量子線，其由在嵌入該基質內之該區域內的部分所界定，該部分形成一維電荷-載子侷限通道(confinement channel)，其中該量子線可操作以展現光學偏極化之發光。 界定量子線的在嵌入基質內之該區域內的該部分可具有相對於嵌入區域之其餘部分更增加的合金化材料之分率。 熟習此技藝者會理解的是，合金化材料可包含一或多種元素，並且可和基質結構相稱(即，也是立方的，並且可能具有相同或實質上相似之晶格常數)。合金化材料可包含相對於基質內的元素而言一種或多種元素的富集或事實上耗盡。例如，基質可包含三元材料(例如AlGaN)，並且較低能隙嵌入區域可包含二元合金(GaN)。因此，合金化材料相對於基質是富集GaN。 此外，合金化材料較佳地與包含基質之元素等價。熟習此技藝者會進一步理解的是，合金化材料可包含任何增加比例之特定元素。僅供舉例，基質可包含GaN，並且在基質內的嵌入區域可包含InGaN，其中In係低至1%，或高達80%的比例，儘管不限於此範圍中且可為高達99%。在這種情況下，合金化材料是銦，其係以在嵌入區域中相對於基質富集的形式被提供。或者，基質可包含AlN，並且嵌入區域可包含被合金化之適合基質材料以具有較低能隙，比如AlGaN、或BGaN。 將會進一步理解的是，立方第三族氮化物基質一般包含含有立方結構之(Al)(Ga)(In)(B)N的適合組合。在基質內之嵌入區域包含合金化材料，因此包含具有相對於基質不同比例的元素之(Al)(Ga)(In)(B)N的適合組合，其中該不同比例是使第二能隙低於第一能隙者。請理解，導致減少的能隙之該不同比例也適用於在該界定量子線的嵌入區域內之部分。導致減少的能隙之各種適合組合描述於下列實施例。 上述半導體結構可包含下列特徵中任一者，以單獨或組合形式： 上述結構可另外包含：量子井，其由該嵌入基質內的區域所界定，其中該區域形成在該基質內之嵌入層。 根據上述，基質可包含立方氮化鎵，並且嵌入該基質內之該區域可包含富含銦的立方氮化鎵。銦使該嵌入區域之能隙相對該基質的能隙減少。由在嵌入區域內之部分界定的量子線可包含含有相對於嵌入區域更富集比例之銦的區域。此更富含銦的區域形成電荷載子於兩個維度被侷限之電荷載子侷限通道，其中量子線可操作以展現光學偏極化之發光(例如光致發光或電致發光)發射。此外，基質可形成為嵌入了該嵌入區域的至少兩層，其中該嵌入區域是界定量子井之層。 電荷載子侷限通道侷限載子，使得載子僅在一個維度(1D)自由移動，並且光學偏極化之光可被線性偏極化，其中線性偏極化的面可為與量子線取向的方向相同之方向。有利地，電荷載子在一個維度的侷限(其可為電子(負電荷)或電洞(正電荷載子))導致偏極化光發射，此乃由於被侷限或實質上被侷限而在一個維度移動之緣故。 將會理解的是，「立方」乃指晶體結構面心立方體(FCC)，或換言之，閃鋅礦型晶體結構。該晶體結構可由使任何第三族與第五族元素及較佳地任何第三族元素與氮結合而形成(即，第三族氮化物)。這些第三族元素可為鎵、銦、鋁或硼，並且可結合以形成二元、三元、四元或五元合金，例如(Al)(Ga)(In)(B)N之任何組合物。合金材料一般可為任何適合的第三族元素或元素類，較佳地使得合金化/富集化元素不大到破壞晶格之穩定性。此外，如上所述，合金材料一般包含至少一種導致第二能隙相對於基質(具有第一能隙)減少的第三族元素。 該半導體結構可另外包含由該嵌入基質內的區域所界定之量子井，其中該嵌入區域形成嵌入基質內的層。 該嵌入區域可形成在基質內的連續通道或內含體。因此，界定量子井之嵌入層可為夾於基質的個別層之間的層。此外，量子井/嵌入層之平面的取向可以與量子線之取向相同的方向取向。 半導體結構之合金化材料可為銦。在較佳實施方式中，嵌入區域的銦分率(相對於基質中的GaN)可為在約0.01與0.40 (1%與40%)之間。 界定量子線之嵌入區域的部分可包含局部增加濃度之合金化材料。即，量子線可包含相對於在嵌入區域組成物的其餘部分中合金化材料之比例而言增加比例的合金化材料。 此外，局部增加濃度之合金化材料可能在半導體結構中的疊積缺陷與量子井之間的交叉處附近。在某些例子中，合金化材料分率濃度(其可為銦)可為嵌入區域/層中合金化材料之平均分率的約兩倍。 界定量子線之嵌入區域的部分也/或可包含界定量子井之嵌入層的寬度之局部波動。將會理解的是，該嵌入層的寬度之波動導致電荷載子的侷限，使得其僅在一個維度可以大大地移動，這導致可操作以遞輸偏極化光發射的量子線。 該局部波動之尺度可較佳為大於2 nm。 高於約2與3 nm的井寬度變化(取決於初始量子井寬度)導致超出熱佔據較高電子狀態所需要之能量的電子基態之間的能量差異。因此，有利地，電子會被很好地侷限，因為熱激發會低，並且光發射強度會更與溫度無關。 在較佳例子中，界定量子井之嵌入層的寬度可在不少於2 nm與不超過14 nm的寬度之間波動。量子井的平均寬度可在約4 nm與8 nm之間。 此外，侷限於量子線之載子侷限通道中的電荷載子較佳為電子。即，在井寬度波動中，電子更有可能被強烈侷限以僅在一個維度移動。電洞可能不會被井寬度波動所強烈侷限。 界定量子線之嵌入區域的部分或可由包含合金化材料的嵌入區域之通道界定，該通道延伸穿過該基質。換言之，量子線可由具有合金化材料之嵌入區域的部分界定，其形成穿過基質或在基質中的類似實體線結構、或通路、或通道。 通常，嵌入區域之合金化材料的分率可大於約20%，特別是當嵌入區域形成在基質內之嵌入層從而界定量子井時。在某些例子中，基質是GaN且嵌入基質內的區域是InGaN，其中合金化材料是In。如上所述，合金化材料可包含相對於在基質內的元素而言一種元素、或元素類之富集或事實上耗盡。此外，將會理解的是，為了實現嵌入基質內之區域的能隙之減少，取決於基質，只有某些合金化材料適合。例如，合金化GaN與In會導致能隙減少，然而，合金化GaN與Al會導致能隙增加。另外的例子在以下描述中給出。 有利地，量子線的較高含銦量使光發射之偏極化程度的溫度相依性減少。換言之，在第一狀態(其可為基態)與第二狀態(其可為激發態)之間的能隙分裂放大，因此使熱激發減少及使熱佔據激發態減少。 一般來說，量子線的載子侷限通道可擁有第一電子狀態與第二電子狀態，其中在上述狀態之間的能量差異大於特性熱能，其使這些狀態之間熱誘發躍遷的可能性減少。在某些例子中，此能量差異可大於約25 meV。 再次地，有利地，這些狀態(例如，電子基態與激發態)之間高於25 meV的能量差異使熱激發顯著減少，從而使偏極化程度之溫度相依性減少。將會理解的是，26 meV是典型室溫的熱能且係關於特性熱能。或者，第一與第二狀態可為量子井(具有理論上無限長度)之基態與起具有有限長度的第二量子井(從而作為電荷載子侷限通道作用)作用之局部波動的基態。 在較佳實施方式中，量子線之平均截面尺度可小於約10 nm，且大於約2 nm。約5 nm的量子線尺度可能較佳。平均尺度或平均截面尺度可能是指：在該線之一個橫向維度的寬度，該線之兩個橫向寬度的平均，由該線之截面所界定的四邊形的兩個角之間的對角線長度，或量子線之截面尺寸的任何適合度量。將會理解的是，該線之長度會大於該線的平均截面尺度。 根據上面例子，特別是較佳合金化組成與Q井尺度，本揭露也尋求解決與克服產生偏極化程度與/或光發射強度實質上與溫度無關之半導體結構或裝置的難題。Q線之截面尺度可以對電洞在兩個維度的侷限有影響；越來越大的量子線可使自Q線離開之熱激發減少，因為在載子基態與Q井之間的能量差異會較大。然而，較大的Q線也可使在Q線內任何激發態之熱佔據增加，因為在線內在基態與激發態之間的能階分離可能較低。因此，任何激發態之熱佔據增加可導致不利的溫度相依偏極化。 因此，為了確保偏極化的與溫度無關，在某些例子中，較小量子線可能較佳，例如，其中量子線是疊積缺陷與量子井之間的交叉之結果，及在其他例子中，尺寸的平衡必須取消以平衡自Q線離開之熱激發減少的競爭效應，及使任何激發態之熱佔據增加。 然而，較寬Q線會使自Q線離開的熱激發減少，因為在載子基態與Q井之間的能量差異會較大。然而，較寬Q線會使在線內任何激發態之熱佔據增加，因為在線內在基態與激發態之間的能階分離會較低，這導致溫度相依偏極化。 根據本發明之另一有關態樣，提供包含根據上述態樣與例子中任一者的半導體結構之半導體裝置，其中該半導體裝置係選自包含下列者的群組：垂直腔表面射型雷射(VCSEL)、雷射、感測器。 該半導體裝置可另外包含：基材，其包含立方碳化矽(3C SiC)，或者適合的立方半導體，比如矽、GaAs，或，特別地，基材也可為矽基碳化矽，其可為[001] Si基3C-SiC。 上述裝置可另外包含：基質材料之富電子層，其配置於該基材表面上；光學活性區域，其由該基質與嵌入該基質內的該區域界定，其配置於該富電子層表面上；及基質材料之貧電子層，其配置於該光學活性區域表面上。此結構一般可代表LED且可含有其他元素或材料以供應變消除、差排或點缺陷過濾，或載子傳輸之控制，如本領域之熟習此技藝者已知的。將會進一步理解的是，上述半導體結構(與LED等等有關)界定出會誘發來自光學活性區域之光學活性/發光的二極體(即P-N接面)。 通常，貧電子層(或者，富電洞層)係關於P型半導體層，而富電子層係關於N型半導體。 將會理解的是，光學活性區域係由下列界定：量子井(即，包埋一層較低能隙材料層之兩層基質材料)、及包含在量子井中的展現偏極化光發射之量子線。此外，將會理解的是，複數個光學活性層/量子井可存在於裝置(比如LED)中。 此外，基材可包含多層，比如陶瓷或單晶矽基碳化矽層，其在較佳例子中可為立方(3C)碳化矽。有利地，具有和氮化鎵相稱的(立方)晶體結構之矽基碳化矽可允許直接在基材上製造GaN結構。基材直徑可為50 mm、100 mm、150 mm、200 mm、300 mm、或和傳統晶圓加工製造廠可用之大量製造能力相稱的任何尺寸。 此外，半導體結構可另外包含光侷限層，其配置於光學活性區域的任一面。此結構係關於雷射二極體裝置結構。 根據本發明之另一有關態樣，提供一種製造半導體裝置之方法。此方法包含：形成包含具有第一能隙的第一立方第三族氮化物之基質；形成具有第二能隙且形成嵌入該基質內的區域之第二立方第三族氮化物，其中該第二立方第三族氮化物包含使該第二能隙相對於該第一能隙減少之合金化材料；及在嵌入該基質內之該區域內形成一界定量子線的部分，該部分形成一維電荷-載子侷限通道。 上述方法可另外包含：形成嵌入基質內的區域成為在基質內之嵌入層，其界定量子井。 根據上述態樣，所形成之半導體裝置可選自包含下列者的群組：發光二極體(LED)、垂直腔表面射型雷射(VCSEL)、雷射、感測器。 製造半導體裝置之方法可另外包含：形成包含立方碳化矽之基材；形成基質材料之富電子層，其配置於該基材表面上；及形成由該基質與嵌入該基質內的該區域所界定之光學活性區域，其配置於該富電子層表面上；形成基質材料之貧電子層，其配置於該光學活性區域表面上。 製造半導體裝置之方法可另外包含：形成光侷限層，其配置於光學活性區域之第一與第二表面的每一面。 由下列結構產生的與光發射特性(即，光致發光或電致發光)有關之另外的優勢在下列描述中將更加明確。例如，使上述結構/裝置之表面所發射的光偏極化，這可實現將用本文所描述之半導體結構製得的LED用於常用(表面光發射)格式，因此排除製造邊緣發光LED裝置的必要。
本揭露之揭露與具體實施方式現在將參照下列非限定性例子來說明。圖 1 顯示半導體結構所包含的量子井100 (Q井)與量子線102 (Q線)。通常，量子井可由將低能隙材料夾於兩個較高能隙材料之間而形成。在圖1中，量子井100係藉由將較低能隙材料層104 (比如氮化鎵(GaN)另外包含合金化元素/材料銦，InGaN)包埋於較高能隙材料106 (比如氮化鎵)之間而產生。Q井100一般係由將較高能隙基質材料106包埋/包圍較低能隙材料層104而形成。包圍嵌入區域的較高能隙基質材料或可稱為障壁。 通常，任何適合第三族元素或元素類(例如銦，當包圍Q井之基質材料106是GaN時)可用於富集中心層104以在GaN半導體中形成量子井。較大的In原子具有使中心層之能隙減少的效應。 例如，Q井層104 (嵌入區域)與外圍層106 (基質)之其他替代物是：富Ga的AlGaN (104)嵌入貧Ga的AlGaN (106)；AlGaN (104)嵌入BGaN (106)；及富銦的InGaN (104)嵌入貧銦的InGaN (106)。用於Q井層104上之低能隙材料(例如InGaN)的組成可在2%至40%銦之間變動，及在某些例子中可變動更多。GaN半導體之銦分率的較佳例子詳述於下。 然後可藉由移除較低能隙材料104的長度或部分以形成橫向通道102而產生Q線，其中電子可被侷限於兩個維度，並且僅在一個維度自由移動。 Q線將被理解為符合種種形狀與構形，並且不限於圖中所圖解的Q線。例如，其他適合類Q線結構存在，其可稱為：截斷量子線、量子短劃、粗短量子線、伸長量子點、或延伸量子點。圖 2 顯示GaN 106與InGaN 104結構之實驗穿透式電子顯微鏡(TEM)影像，有具有能量色散X射線(EDX)重疊圖的插圖，比如圖1之一般例子所圖解。包含富銦(In)的GaN 104之Q井200沿著GaN晶體的[110]方向對準，如圖上之軸線顯示。在顯示的影像中形成Q線202，其中Q井200與業已存在之疊積缺陷(SF) 204在下方GaN晶體中交叉。在EDX重疊圖中高亮度區域202顯示更富含In之區域。亦即，在Q井200與疊積缺陷204上的交叉處上，InGaN Q井可變得更富含銦，這可導致Q線202。 這裡顯示之GaN晶體是立方、或閃鋅礦型GaN (zb-GaN)。典型上，天然GaN晶體結構是六方、或纖維鋅礦型結構，因為這是熱力學穩定狀態。Zb-GaN是GaN的半穩定狀態，但其還是可在特定條件下製得。例如，本發明人業已確認使用(例如)金屬有機氣相磊晶(MOVPE)，亦稱為金屬有機化學氣相沉積(MOCVD)，可在矽基材上的碳化矽之[001]表面上長zb-GaN。或者，可以使用其他長晶技術，比如分子束磊晶(MBE)或氫化物氣相磊晶(HVPE)。 圖2中的TEM影像對Q井顯示出大扭曲，起因於下方晶體粗糙度(其有別於疊積缺陷)。在此例子中，Q井的平均寬度是8 nm，然而，此寬度可以沿著Q井的長在約4 nm與12 nm之間變動。這些寬度扭曲僅在一個維度發生(即，橫向於線的長，在顯示之[001]方向)，因此可導致額外的載子侷限。這會導致進入圖中(在[1-10]方向)之類量子線(Q線)結構。再次地，Q線中來自基態的光發射導致沿著線之長的偏極化光發射。此寬度扭曲現象之模型化結果在下文有關於圖5中更詳細地討論。 因此，通常，並且如在下文中更詳細地說明，Q線可由下方晶體粗糙度形成，這形成在Q井之寬度的局部扭曲或波動。具體地說，用於製造立方GaN晶體之溫度與退火因子可被調諧以利用晶體的組分固有之各向異性擴散。結果，晶體可形成分子水平的脊峰或皺摺，這可能導致波動與/或導致量子線形成之疊積缺陷。 或者，在圖2中，疊積缺陷(SF) 204與Q井200交叉，並且導致井的含銦量局部增加到最多2倍。這些導致在所顯示之高亮度富In區域202中的類Q線結構。所產生之Q線的方向係垂直於所顯示之晶體的表面，即，在[1-10]方向進入圖中。因此，Q線使電子在[1-10]方向侷限於一個維度且產生偏極化光發射(即，光致發光(PL)或電致發光發射)。此疊積缺陷現象之模型化結果在下文有關於圖6、7、與8中更詳細地討論。 此外，SF可以存在於[110]與[1-10]兩個方向。這意味著Q線也可存在於兩個方向。因此，由[110] Q線產生之光會在特定方向偏極化，而呈正交[110]取向的Q線會在正交方向使光偏極化。因此，在兩個方向等數的Q線將沒有給出淨偏極化。在現行例子中，然而，SF密度之各向異性與基材偏角度有關，這有益地導致淨偏極化。 因此，在另一個一般組的例子中，Q線可由富In區域形成，例如由Q井與疊積缺陷之交叉處引起的富In區域。 實施例結構：LED圖 3 顯示發光二極體(LED)裝置300之模型，其中低能隙線104夾於形成量子線104的高能隙材料106 (比如InGaN/GaN)之間以構成能發射偏極化光的活性區域。電接點301被置於P型半導體302 (比如P型GaN)與N型半導體304 (比如N型GaN)上。僅供舉例，P型GaN可由摻雜Mg產生，其中P型摻雜劑量可為例如在1017 至1020 cm-3 範圍內。N型可摻雜Si、或鍺(Ge)，以約1018 至1020 cm-3 的量。Zb-GaN (即，立方GaN) 106構成具有InGaN的橫向內含體104之活性區域的大部分。LED結構300被配置於適合基材上，例如碳化矽306，比如3C-SiC (其係SiC之唯一立方多型體)、純Si 308、或GaAs。因此，立方GaN晶體可直接在立方SiC基材上長晶。 本實施例中所描述之在光學活性區域中包含Q線與/或Q井的LED結構除了提供偏極化光發射或與溫度無關的偏極化光發射之外，還擁有其他優勢。光發射不僅可被偏極化，還可為光譜廣的。此外，藉由改變Q井寬度可以在全可見光譜區調諧此寬帶光發射。這有利於，例如，用於白光LED背光，其中廣光譜可實現廣色域(即，更白的白光)。 實施例結構：雷射二極體圖 4 顯示雷射二極體裝置400之模型，其再次具有構成活性發光活性區域的量子線，其再次係用夾於高能隙材料106 (比如InGaN/GaN)之間的低能隙線104製成。電接點301再次分別被置於P型半導體302與N型半導體304上。可包含zb-GaN/InGaN的活性區域104、106被夾於反射層402之間，其提供雷射功能性。再次地，二極體結構被配置或沉積於適合基材上，例如碳化矽306，比如3C-SiC (SiC之立方多型體)與純Si 308。 由Q井寬度波動形成之Q線圖 5a 顯示由Q井寬度的局部增加所引起之二維侷限位能500，比如在圖2的Q井通道104中所見之Q井寬度扭曲/波動所形成的。這些寬度扭曲在z方向(對應於圖2之[1-10]晶體方向)形成Q線，因此偏極化光發射。在此例子中，Q井具有80 meV之位能深度506，Q井具有4 nm的一般寬度504 (y方向)，及寬度波動在x方向502是6 nm，與在y方向是10 nm。 在此例子中，為了解得位能，以一維方式解與時間無關的薛丁格方程式(TISE)以找到不同厚度之Q井的重電洞與電子基態能量。接著將這些Q井當作無限大範圍之Q井寬度扭曲來處理。藉由比較這些不同Q井的基態能量，獲得在井寬度波動之內與之外的基態間的能量差異之估測值作為使載子侷限於波動範圍內好不好的衡量。 電洞位能之TISE計算導致至多約6 meV的基態能量差異，這表明電洞未很好地侷限於寬度波動Q線中。電洞未顯著地受到寬度波動影響，係由於電洞具有大的有效質量。相反地，然而，電洞更有可能位於富銦波動，這是此計算不能解釋的。 對從4 nm改變為12 nm Q井而言，電子基態能量差異可以高達100 meV。因此，有利地，可利用寬度波動結構來侷限電子，因此，高達100 meV之能量差異可以顯著地減少室溫下自Q線離開的熱離子發射速率。因此，更有利地，在立方InGaN/GaN Q線結構中這類寬度波動結構可展現與溫度無關之光發射強度(即，可在室溫下很好地起作用)。 然而，視初始井寬度而定，低於2與3 nm之井寬度變化僅導致比得上電洞的能量差異(約僅6 meV)。因此，這些電子未被很好地侷限。因此，在井寬度之波動係低於約3 nm情況下，在室溫下熱離子發射速率將是高的。因此，在接近室溫之較高溫度下，光發射強度可能降至其在低溫(約10K)之值的約10%。因此，這些模型化結果表明較粗糙之Q井可導致較強的載子(特別是電子)侷限。因此，粗糙之Q井可導致具有比較平滑的Q井更加與溫度無關之強度的光致發光(PL)。 總而言之，需要高於約3 nm的井寬度變化/波動以減少自Q線離開之電子的熱離子發射，使得可獲得與溫度無關的光發射強度。然而，Q井扭曲只會侷限電子，若其沿著Q井之空間範圍比得上或大於電子波耳半徑(約2.5 nm)。圖 5b 事實上顯示閃鋅礦型(立方) InGaN/GaN 104量子井100樣本(具有平均8 nm的Q井寬度)之TEM影像，其包含井的寬度波動508。影像顯示Q井之大扭曲/波動。在這種情況下，這係起因於下方晶體粗糙度。因此，可故意地製造下方晶體粗糙度(即，藉由改變MOVPE長晶程序中的退火與長晶條件)，這可利用晶體在特定溫度下固有之Ga與N原子的各向異性擴散。 在此例子中，在圖5b中，平均Q井寬度是8 nm，然而，這可以在約4 nm至12 nm之間變動。這些Q井寬度的扭曲只有在一個維度發生並且，出人意料地，可導致額外的載子侷限。這會導致進入圖中(即，圖式中所圖解之[1-10]方向)的類量子線(Q線)結構。再次地，有利地，在由寬度波動所產生之這類Q線中來自基態的電子與電洞之復合導致偏極化光發射，其中線性偏極化的面是在沿著線之長的方向。 由富銦區域形成之Q線 熟習此技藝者會理解的是，儘管銦是在下列例子中用作為導致Q線的形成並因此在(例如zb-GaN/InGaN)半導體結構中偏極化光發射之合金化材料的例子，可使用各種其他適合材料、元素、或晶體。通常，具有適當結構之任何適合閃鋅礦型第三族氮化物可適合導致展現偏極化光發射的Q線。 例如：富硼之GaN、富Ga之AlGaN、與一般氮化鋁(AlN)、氮化鎵鋁(GaAlN)、氮化鋁銦鎵(AlInGaN)、氮化銦鋁(InAlN)或富含適合第三族元素或元素類的組合物/用適合第三族元素或元素類的組合物合金化之GaN中的任一者，條件是前述富集/耗盡/合金化導致比外圍基質材料更窄的能隙材料以誘發載子侷限。即，載子被侷限於兩個維度，使得載子僅在一個維度自由移動。因此，基質與嵌入區域材料之通式是：(Al)(Ga)(In)(B)N，其中界定或包含Q線的嵌入區域可含有不同比例的相同元素，或者可用額外材料合金化，以產生具有較低能隙之材料。圖 6 顯示由在疊積缺陷與量子井之相互作用附近的富銦區域所產生之量子線的傳導帶之示意位能600。由富銦區域所產生的Q線之理論尺度是在y方向606的6 nm乘在x方向608的4 nm。量子井深度604之位能是70 meV，及系統之總位勢深度602是150 meV。在此Q線的理論模型化中，在疊積缺陷與無疊積缺陷zb-GaN之間的能帶對準業已被忽略，因為高含銦量區域之空間範圍大於疊積缺陷本身。圖 7 顯示利用狀態能量圖解電子702與電洞704波函數解、偏移706之圖700，解得具有4 nm寬富In區域的8 nm Q井之模型位能。這一般對應於圖6的模型位能600。圖 8 顯示具有4 nm寬富銦區域之8 nm量子井的傳導帶與價帶之簡化總位能800，對應於圖7的波函數。位能顯示：從Q線基底到無疊積缺陷Q井之傳導帶的總深度802 (0.52 eV)；侷限於Q線傳導帶與Q井中的載子之能量差異803 (0.28 eV)；在Q線傳導帶與價帶的位勢深度之間的能隙804 (2.57 eV)；Q線價帶之位勢深度805 (0.15 eV)，及Q線的各別x方向尺度810與y方向尺度806 (分別4 nm乘8 nm)。 再次地，如圖2中所見，SF與InGaN Q井之交叉處產生具有比In分率多至多一倍之區域。因此，通常，在Q線中銦分率可比總Q井之值多約一倍。為了計算當SF導致銦分率局部增加到2倍時有多影響電子與電洞，研究圖6中顯示的位能。將z方向位能假定為常數並且不考慮合金波動之影響。 將問題簡化為圖8中顯示之位能以允許變數的分離。此假定將是有效的，只要Q線很好地侷限了載子。接著對各維度各別解與時間無關的薛丁格方程式(TISE)，包括在電子與電洞之間的庫侖相互作用之效應，求載子波函數，如圖7顯示，及基態能量。此模型係用於研究Q線PL光發射的強度與偏極化之溫度相依。 強度之溫度相依 當改變系統的尺度時，計算電子與電洞的波函數700與能量600。即，改變Q井寬度與Q線寬度，以及Q井中含銦量。在各種情況下，將基態能量與Q線的總深度602 (即，在Q線基底與無疊積缺陷Q井之間的能量差異)比較以測定在10K溫度下Q線是否侷限載子及以提供在室溫下載子侷限程度的定性評估。 因此，模型允許根據不同Q線尺度與銦分率比較熱離子發射速率。用於自Q井離開的熱離子發射的模型可顯示熱離子發射速率與
Figure 02_image001
成比例，其中T是溫度，k是波茲曼常數，及
Figure 02_image003
是在侷限載子與能障高度之間的能量差異。 應用於Q線，
Figure 02_image003
是在侷限於Q線的載子與Q井之間的能量差異604 (即，如圖6中Q線604深度所見的70 meV)。因此，並且考慮到上述波茲曼分佈，若熱離子發射速率比其他機制高，則Q線相關光發射強度可在溫度增加時減少。因此，在一個較佳例子中，大能量差異會存在於侷限Q線載子與Q井之間；這將導致較慢的熱離子發射速率，這將進而導致有利地與溫度無關的(偏極化)光發射強度。通常，熱離子發射係用來指電荷載子自Q線脫出，這將不利地導致(偏極化)光發射強度減少。熱激發係用來指激發態之熱致佔據。 對具有最低含銦量(4%，對應於Q線本身之約8%的局部增加)之Q井而言，在10K下電荷載子被侷限於所有維度，除所研究的最小Q線(2 nm乘1 nm)之外。然而，電洞基態最多只比QW能量低數十meV (即，約10至50 meV)，因此，熱離子發射速率可能不利地高。 儘管如此，有利地，可以藉由增加Q井之含銦量而使高熱離子發射速率的效應減少。對20%銦Q井(對應於Q線之約40%銦分率)而言，載子基態能量最多比Q井能量低數百meV (即，約100至500 meV)。因此，熱離子發射速率會顯著地減少，並且這樣的Q線可獲得有利水平之與溫度無關的光發射強度(其可為PL光發射、或電致發光發射，例如)。窄Q井仍可能適合：在2 nm上的實驗PL測量(即，如下文在圖12中所討論)顯示光發射在室溫下如何可以只減少到約40%。這可能是因為Q線之另一尺度是寬的，因為TEM/EDX研究表明高含銦量區域典型上是在4 nm與8 nm寬之間。 通常，因為Q線之總尺度增加，所以基態能量減少，這進一步使熱離子發射速率減少。然而，使狀態之間不利的熱離子發射減少之主要原因是含銦量增加。因此，總而言之，為了使熱離子發射的影響最小化，較高之含銦量與較寬之Q井是有益的與有利的。 偏極化之溫度相依 已知在極低溫度(＜10K)下來自Q線之光發射沿著線的長而光學偏極化。此光學偏極化可能是由於起因於侷限位能之沿著線並垂直於線的各向異性所引起之輕電洞重電洞混合的結果。這導致種種不同的侷限電洞次能帶，各具有不同分率之輕電洞特性。此外，涉及電洞基態(其在能量上類似於純重電洞基態)與第一電洞激發態之躍遷係沿著Q線的長而偏極化。 然而，第二電洞激發態、與所有另外的激發態係垂直於Q線而偏極化。此第二電洞激發態大致位於重電洞基態與輕電洞基態中間。當溫度增加時，電洞將被熱激發成激發態且將在正交偏極化的躍遷中復合，使從Q線之光發射觀察到的淨偏極化減少。因此，此溫度相依偏極化是Q線之一般性質。此外，Q線的尺度被視為測定溫度相依之強度。 有利地，然而，也觀察到，對較窄的Q線而言，溫度相依減少，甚至完全移除。此觀察可以用考慮到Q線中狀態間之能量差異來解釋。若基態與激發正交偏極化狀態間的能量差異大，則激發態之熱佔據可合理地小，因此偏極化不會隨溫度增加而減少很多。此外，若Q線中沒有激發態，則更有利地，偏極化度會實質上與溫度無關。 為了測定要達到與溫度無關之偏極化需要什麼樣的Q線性質，將先前模型(用於模型化強度之溫度相依)擴大到包括輕電洞的影響。這些電洞之有效質量比重電洞之有效質量小了約100倍。使用與之前相同的方法，針對不同含銦量與Q線尺度計算出輕電洞的基態能量。接著按照重電洞基態能量與輕電洞基態能量之中間值估計出第二激發電洞狀態的近似能量。 這些結果提供導向理想尺度與含銦量之指導以獲得具有與溫度無關的偏極化光發射之Q線。圖 9 顯示總結這些結果的表900，其中顯示Q線之尺度與相對銦分率，表明哪些結合可導致與溫度無關之偏極化光發射。在此表中，圖式如下：無第二激發態(902)、小激發態分裂(904)、大激發態分裂(906)、及顯著熱離子發射(908)。 例如，0.04的銦分率會導致有無激發侷限態，抑或是激發態很接近Q線深度。因此，這些Q線之光發射會在室溫展現高偏極化度。然而，如上所述，電洞基態接近Q線能障，因此熱離子發射速率會高(908)。此事實反映在圖9，其使用在室溫之kT (26 meV)作為熱離子發射速率的粗略指導。 類似地，對具有2 nm乘2 nm及以下的尺度之窄Q線而言，有無侷限激發態(902)，因此偏極化會是與溫度無關的。然而，若含銦量太低，則電洞基態會接近Q線能障高度，因此熱離子發射速率會高(908)。為了避免此情況，窄Q線需要高於0.16之含銦量以導致與溫度無關的偏極化與強度(即902或906)。 對具有較大尺度與較低銦組成之Q線而言，激發電洞態被侷限，因此可以在室溫熱佔據(即，通常904與908)。然而，對較大含銦量而言，在基態與激發態之間的能階分離大到約60 meV，因此這熱佔據會小。由於電洞波函數穿入障壁減少所以能階分離增加，這導致不會隨最高到室溫之溫度而變動很大的偏極化。 上述結構之例子全部可以有效於產生Q線，因此導致光學偏極化光發射。此外，圖9之結果說明具有足夠高的含銦量(在某些例子中高於約20%)與正確尺度的Q線(例如在約2與8 nm之間的截面對角線長度)之某些例子可能具有實質上與溫度無關的光發射強度與光發射偏極化度。 然而，上述結構可能是結構缺陷之結果，這可能更難以控制。因此，可以直接被控制、可操作以產生偏極化光發射的製造半導體結構之技術甚至會是更有利的。圖 10 顯示達到此額外可控性之實例結構。圖10顯示包含被立方GaN區域106包圍的經摻雜之立方GaN晶體(比如InGaN)的量子線104示意圖。這些結構之尺度可以藉由改變Q井厚度及隨後蝕刻一部分的方式來控制。即，可以使InGaN/GaN Q井成長及隨後蝕刻，以產生InGaN/GaN Q線。這些Q線可將先前所研究之兩個侷限效應結合：即，在Q線104中有增加的含銦量；及Q井厚度可能改變。 為了測定這些結構在室溫下的偏極化光發射，進行類似於上述的分析。對可分離之位能的電子與電洞以兩個維度來解TISE，其具有類似於圖7與8中所顯示的形式。這係對在0.05與0.30之間的銦組成/分率、在2與10 nm之間的Q井寬度、與在5與20 nm之間的蝕刻-分離的範圍來進行。在各種情況下計算出侷限於Q線中的電子與電洞之基態能量。圖 11 顯示0.05與0.30分率之銦的電洞基態能量與正交偏極化激發態能量。和SF誘發之Q線一樣，其係主要測定系統的發光性能之電洞能量(不是電子能)。圖11顯示計算的電洞基態與激發態能量。這些結果顯示對所研究之所有尺度與含銦量而言，計算的狀態很好地侷限Q線中。因此，當考慮到光發射之偏極化有多溫度相依時，這因此有益於考慮基態與激發態的能隙分裂。 將電洞能階與Q線深度比較。對所有Q線尺度與含銦量組合而言，在低溫下載子侷限於Q線中。計算顯示電洞基態低於Q線能障高度最少24 meV，其乃對於2 nm乘5 nm之尺度的0.05銦Q線而言。當Q線尺度增加時，電洞侷限能量減少，這也導致熱激發速率減少。圖11的結果也顯示增加含銦量使熱激發速率減少。如上所述，有利地，熱激發減少導致偏極化度更大地與溫度無關。在這種情況下，因為電洞基態與激發態的取向是正交偏極化，在兩者之間的熱激發速率減少使光發射之偏極化度的溫度相依減少。通常，熱激發係用來指激發態之熱致佔據，及熱離子發射係用來指自Q線脫出之電荷載子。 與SF媒介之Q線比較，電洞能量總的來說更低於Q線能障高度。這表明熱離子發射速率低於利用此方法所產生之InGaN/GaN Q線，比如圖10所圖解。因此，有利地，復合強度可對溫度變化更不靈敏，這導致與溫度無關的偏極化光發射源。 更詳細地說，狀態的能隙分裂取決於Q線之大小與含銦量。對0.05的含銦量而言，因為Q線尺度減少，能隙分裂從4增加到11 meV。因此，較小之Q線會有利地減少激發態的熱佔據，因此這會減少溫度對光學偏極化的影響。然而，這些能隙分裂和在室溫的kT (26 meV)比起來相對小，這表明對低含銦量而言，光發射之光學偏極化會強取決於溫度。通常，對具有0.30含銦量的2 nm乘5 nm Q線而言，增加含銦量被認為是使能隙分裂增加(例如)到36 meV分裂。 此外，增加含銦量也可使改變Q線尺度之效益放大。這些效應發生係因為含銦量增加使載子波函數穿入障壁減少。因此，這些結果表明較高含銦量會有利地減少溫度對光發射之偏極化的影響。詳細地說，對2乘5 nm Q線的20%及以上，及4乘5 nm Q線的0.25以上之含銦量而言，在室溫下能隙分裂變得比kT更大。 總而言之，為了在立方InGaN/GaN、或更廣泛地說用能隙減少合金材料合金化之立方第三族氮化物中達到有益地與溫度無關的光學偏極化，預期具有更大含銦量之更窄的Q線。圖 12 顯示具有5個厚度2 nm之量子井的立方GaN與InGaN在10K取得之實驗光致發光光譜的圖1200。詳細地說，在10K取得之偏極化的PL光譜顯示兩個高峰1202、1204，其係歸因於Q井/Q線發光，其皆在[1-10]方向偏極化(對應於圖2所圖解之Q線的[1-10]方向)。近帶邊緣光發射是非偏極化的，這表明偏極化是Q井/Q線發光性質且不是外部效應。類似之結果也可從具有4 nm、6  nm與8 nm的厚度之Q井獲得。圖 1 3a 顯示對應於高峰1202與1204之正規化強度的溫度相依。圖13b顯示圖12中各高峰與近帶光發射(NBE)之線性偏極化度隨溫度變動。 圖13a與13b所顯示之2 nm Q線的PL結果顯示高峰1202之偏極化與溫度無關，另外高峰1202之強度不隨溫度而變動很多。Q線之尺度的一者係由2 nm之Q井寬度所界定，其中對這裡所顯示之結果而言另一者是未知的。 模型化顯示，對具有所研究之尺度的任一者之Q線而言，Q線可以導致與圖13中所觀察到的性質復合，這更有可能使Q井之銦分率增加。相比之下，高峰1204的強度隨溫度而顯著下降，並且偏極化在300K變得接近0。因此，高峰1204之結果和銦濃度局部增加所產生之Q線模型較不相容(即，SF與Q井的交叉處)，因為強度之強溫度相依應當導致偏極化與溫度無關。因此，高峰1204不大可能是由這樣的富In Q線所引起。 在上面描述之概要中，PL測量顯示zb-InGaN/GaN QW的光發射在10K在[1-10]方向(垂直於基材粗糙度/切面)高度偏極化(至多80%)。也有歸因於QW之光發射的兩個單獨發射峰。高峰1202係在低能量且比高峰1204更廣。當溫度從10K增加到300K時，高峰1202之偏極化在80%保持不變且強度降至低溫值的約40%。在相同溫度範圍內，高峰1204之偏極化從45%降至約0，並且強度降至其低溫值的10%。 TEM/EDX測量揭示與QW交叉之SF的存在。在此交叉處附近之QW區域中，含銦量可以增加到一般InGaN Q井區域之含銦量兩倍。這導致高含銦量Q線之存在，其可使電荷載子侷限於一個維度，因此發射偏極化光。 對低含銦量與小Q線尺度而言，光發射強度隨溫度而急劇下降，因為電洞載子很可能經由熱離子發射離開Q線。 對高含銦量與大Q線尺度而言，激發侷限態存在於發射垂直於基態之偏極化光的Q線中：當溫度增加時，這些激發態會被佔據且偏極化會減少。因此，高峰1204之性能和此模型化不相容，因為強度與偏極化隨遞增溫度而下降。然而，圖9顯示有可有利地導致與溫度無關之強度與偏極化光發射的Q線尺度與含銦量之各種組合，對應於圖13a與13b的高峰1202。高峰1202之較低峰值能量也可以用Q線之相對高含銦量來解釋。由於不同SF交叉間變動的作用，發射光譜可能是廣的。因此，圖12與13之證據表明高峰1202可能是富銦Q線的結果。 TEM測量也揭示，由於下方晶體之粗糙度，QW結構在一個維度扭曲，這可能導致井寬度的變化，從圖5b之影像可以看出。這導致在[1-10]方向的類Q線結構(因此載子侷限與偏極化光發射)。模型化顯示這些結構不會侷限電洞。然而，作為替代，電洞可能因相對含銦量之波動(增加)而局部化。 有利於半導體裝置操作，若Q井厚度之變化/波動高於約3 nm，則電子可能侷限於300K。電子也可能在甚至是約400K的操作溫度下被很好地侷限，其中與溫度無關之偏極化度係藉由Q線尺度與含合金化材料量之特定組合來達到，例如圖9的各種構形。因此，對較粗糙之QW而言，光發射強度較少取決於溫度，由於熱離子發射減少。這些結構可以歸因於PL光譜之高峰1204。 可蝕刻包含InGaN/GaN之Q井以用更可控制的方式來產生Q線。計算表明，對具有約4 nm之尺度及具有高於約0.20的銦分率之Q井所產生的窄Q線而言，具有與溫度無關之強度與光學偏極化的光發射在這樣之結構中是可達到的，如圖10所圖解。 儘管上述描述係關於立方GaN與InGaN (其可在立方3C-SiC上成長)之實驗結構與模型化結果，熟習此技藝者會理解的是，形成Q井區域與外圍基質之不同組成第三族氮化物也可適合這樣的展現偏極化光發射之半導體裝置。例如，氮化鋁(AlN)、氮化鎵鋁(GaAlN)、氮化硼鎵(BgaN)、富Ga的AlGaN、氮化銦鎵(InGaN)、氮化鋁銦鎵(AlInGaN)、與類似的氮化物層，條件是將界定Q井之層或區域合金化以擁有比外圍(基質)材料更低的能隙。 晶體之組成與結構 發明人業已確認，光學偏極化光發射可以在室溫下由具有至多75%的線性偏極化度(DOLP)之立方InGaN/GaN量子井(QW)所產生。此DOLP類似於由wz-QW所達到的，然而，由立方InGaN/GaN量子井產生偏極化光發射之優勢是這樣的結構可以使用標準MOCVD磊晶層長晶法獲得，無需任何另外的加工步驟。可以調諧光發射以在對復合之效率或動力學的影響最小下涵蓋可見光譜。光發射係與形成於QW中的富銦量子線相關，由於其之與疊積缺陷(SF)之間的交叉處。此外，量子線從QW之其餘部分捕獲載子。在低溫下，可以看到QW的其餘部分之光發射。 此外，發明人業已確認，立方第三族氮化物系晶體之結構與組成的各種特徵，其可以進一步影響量子井之光發射的持續期間、偏極化度、及溫度相依。垂直於立方InGaN/GaN量子井表面的在可見光譜內發光之光致發光可以看作是在10K下光學偏極化度達86%，及在室溫下光學偏極化度達75%。掃描穿透式電子顯微鏡與能量色散X射線測量可以進一步表明一維奈米結構形成，由於在疊積缺陷鄰近之含銦量偏析/富集。這些奈米結構的光發射支配室溫光譜、與紅移及增寬，因為量子井(QW)尺度從2 nm增加到8 nm (其中這尺度可為寬度)。螢光激發測量進一步表明載子被這些來自QW的其餘部分之奈米結構所捕獲，並且復合以發射沿著奈米結構的長而偏極化之光。在低溫下，在較高發射能量觀察到量子井的其餘部分之發光。 一般而言，在目前最先進之技術水平中未觀察到綠光LED。以在纖維鋅礦型(wz，也稱為六方型)晶體結構的C平面上長晶之InGaN/GaN量子井(QW)為基礎的LED可以具有對藍光範圍之光發射而言至多90%的室溫內部量子效率(IQE)。然而，有利地，藉由增加QW之含銦量，可以使發射波長延伸到綠光範圍。這使IQE (一種稱為綠光壁壘之現象)減少。此效率下降的可能解釋是，使含銦量增加所需要之較低長晶溫度使導致非輻射復合率增加的點缺陷之密度增加。 此外，由於自發與壓電偏極化效應而有垂直於QW之強電場。相對大的含銦量使QW之應變增加並導致電場強度增加。電場起作用以使電子與電洞分離，藉此減少較長波長發射體之輻射復合率。因此，可藉由降低含銦量來改善綠光QW的IQE，以減少非輻射復合率。 發明人業已確認，所謂綠光壁壘可藉由在閃鋅礦型(zb，也稱為立方型) GaN上成長QW來克服，其具有比wz-GaN小200 meV的較小能隙。此外，zb-GaN在[001]方向有零個自發與壓電場，因此橫越在[001]平面所成長之QW的電場是零。然而，因為zb-GaN在長晶期間是熱力學不穩定的，磊晶層可能含有疊積缺陷(SF)，其業已被觀察到在表面具有1 x 105 cm-1 的密度。這些SF是原子堆疊順序之變化，使得晶體結構比得上薄平面的wz-GaN。 以下進一步揭露提出zb-InGaN/GaN QW之結構與光致發光測量，並且表明SF的存在(特別是SF在特定條件下的存在)可以導致在10K與室溫之間的溫度之偏極化光發射。 需要理解的是，除了綠光LED之外，偏極化光發射還在許多應用上有商業與工業用途，所提到的這些一般在本領域中還未知。例如，偏極化光發射可以有益地作為液晶顯示器之背光。 實驗結構與光致發光 在3C-SiC/Si [001]基材(與[110]方向之偏角度為4度)上成長樣本。利用掃描穿透式電子顯微鏡/能量色散X射線(STEM/EDX)，其使用在200 kV操作的FEI Tecnai Osiris且配備四個能量色散X射線光譜儀，研究QW之結構特性。用平行於[1-10]晶帶軸的射束方向來取得高角度環形暗視野(HAADF)影像。使用聚焦離子束(FIB；FEI Helios NanoLabTM)原位取樣方法製備STEM分析之樣本。 這些3C-SiC/Si [001]基材提供相對小的與GaN晶格失配(3.4%)，並且有至多150 mm之晶圓尺寸。有益地，這使這樣的晶圓和Si晶圓製造商相容且提供直接方式給裝置之商業化。使用金屬有機化學氣相沉積法(MOCVD)成長zb-GaN磊晶層。接著使用準二溫度(Q2T)方法成長五個InGaN/GaN QW；障壁具有16 nm的標稱厚度，及研究2 nm、4 nm、6 nm與8 nm之標稱QW厚度。發明人業已透過二次離子質譜法(SIMS)測量確認，在例子中，GaN磊晶層可以包含1 x 1019 cm-3 的數量級之含氧雜質濃度。甚至這麼小的氧存在，如下所述，也可以提供本底電子增加，其可以部份地填充傳導帶(CB)，因此可使偏極化光發射之半高寬值(FWHM)增加。然而，含氧雜質不是提供或加強偏極化光發射固有的。 因此，需要理解的是，提供或改善偏極化光發射態樣不需要氧存在，及無含氧雜質成長之GaN磊晶層可以有同等有利的偏極化特性。 使用光致發光(PL)與PL激發(PLE)光譜法分別在各波長下研究光學性質，其使用連續波HeCd雷射，波長325 nm，激發功率密度10 W cm-2 ，及300 W Xe燈泡耦合激發功率密度0.4 mW cm-2 的單色器。 將PL聚焦於光譜解析度24 Å的雙光柵光譜儀之狹縫。使用GaAs光電倍增管(PMT)偵測光並用鎖定放大技術處理。將PMT與光譜儀之光譜反應用校準黑體源測量且用於校正PL光譜。使用Glan-Thomson偏光器，收集在[001]方向的光發射，分析光學偏極化。PL時間衰減係藉由下列而獲得：利用導致注射載子密度3 x 1012 cm-2 /脈衝之波長267 nm的100 fs三倍頻脈衝Ti：藍寶石雷射激發。圖 14 顯示圖1400，其顯示具有在[110] (低線)與[1-10] (高線)方向所解析之偏極化的寬度2 nm 1408、4 nm 1406、6 nm 1404與8 nm 1402之量子井(QW)在室溫下獲得之四個偏極化的光致發光光譜。這些光譜展現典型上在GaN系多層結構中觀察到的Fabry-Perot干涉條紋。所有光譜在2.8 eV的共同高峰是雷射之自發發射線。 將時間相關單光子計數技術用於產生PL衰減暫態。圖1顯示各樣本在室溫的偏極化PL光譜。當偵測在[1-10]偏極化之光時，觀察到寬帶光發射。在正交偏極化([110])中，利用減少的強度觀測光發射。線性偏極化度(DOLP)被定義為DOLP = (Imax - Imin ) / (Imax - Imin )，其中Imax 、Imin 是光發射之最大與最小積分強度。分別測定2 nm (1408)、4 nm (1406)、6 nm (1404)與8 nm (1402)之QW寬度的DOLP，其有5%、約75%、70%、65%與75%的誤差，因此DOLP大體上與QW寬度無關。 PL光譜之正規化(X,Y) CIE色值從2 nm樣本的(0.14, 0.17)改變成8 nm樣本的(0.33, 0.51)，這分別代表藍色與黃綠色。隨遞增QW寬度的發射峰之紅移一般和較大QW寬度的量子侷限能量減少一致。然而，光發射持續紅移，因為QW寬度之顯著增加高於電子與電洞的波耳半徑(大約2.6 nm與0.26 nm，使用zb-GaN之介電常數與有效質量)。這表明有另一個影響紅移性能的效應。 如上所述，SIMS測量顯示，在某些例子中，樣本具有1 x 1019 cm-1 的數量級之含氧雜質濃度。這些含氧雜質可以在wz-GaN磊晶層中充當淺供體，其可以導致在樣本中相對高密度之本底電子存在，這會部分地填充傳導帶(CB)。因此，CB填充可以，純粹在某些隨意例子中，部分地導致光發射的大FWHM。然而，如上所述，較大FWHM不是含氧雜質固有的特性。較佳地，樣本沒有含氧雜質存在且仍能產生偏極化光發射。圖 15 顯示圖1500，其顯示6 nm厚QW之樣本在溫度10K的光致發光(PL)光譜1506 (實線)及對應的在激發光子能2.53 eV下偵測光發射之PL激發(PLE)光譜(虛線；1502b、1504b)。此圖另外顯示PL光譜1502a與PLE光譜1502b每一者的GaN吸收邊限，及PL光譜1504a與PLE光譜1504b每一者的QW (即，InGaN)之abs部分邊限的特性能量。 當偵測橫越PL高峰之任何波長的光發射時，可以在3.26 eV與3 eV之能量觀察到光子吸收邊限。第一吸收邊限(在3.26 eV)對應於在zb-GaN中的載子之光生，其被QW捕獲，及在QW中復合。 第二吸收邊限是因為QW直接吸收光子，其中將S型擬合施加於PLE光譜1502b、1504b以求特性能量。從圖1500中在1502a的數據點可以看出，GaN邊限是在等能量(3.26 eV)下且接近無應變之zb-GaN的能隙(3.3 eV)，其中此差異( 即，在 3.26 eV 與 3.3 eV 之間 ) 表明zb-GaN是在拉伸應變下。然而，應當理解的是，在zb-GaN中拉伸應變不是產生這裡所描述之有利結果所需要的特性。相比之下，QW吸收邊限(1504a)不是在等能量下。當以較高能峰偵測時，吸收邊限隨發射能量移動，在吸收與發射之間有大約250 meV的能量差異。這和QW直接吸收光子，在復合前產生冷卻至基態的電子-電洞對一致。 對較低能峰而言，吸收邊限隨發射能量減速移動及吸收邊限在光發射開始前降到接近零。這表明在不同能階之QW中有不同區域。例如，可以利用不同銦分率形成這些不同區域，和圖2顯示的STEM/EDX測量一致。這些區域會直接吸收少量光子，因為其之小體積與低狀態密度。反而，這些高含銦量的區域從QW的其餘部分捕獲載子：這導致在吸收與發射之間至多800 meV的能量差異。傳導帶(CB)填充(例如，因為含氧雜質)也可導致此大能量差異，利用防止吸收到填充低能量CB態之方式，其中在這些填充態中的載子仍可以輻射復合。總而言之，低能量發射之大FWHM (在420 meV與510 meV之間，從圖14的圖1400之副區可以看出)一部分是因為CB填充，及一部分是因為量子線之尺寸與含銦量的改變。 上面詳述之圖12中的PL光譜表明，兩個發射帶(即，高能量與低能量發射帶)係在溫度10K下存在。這和下述圖18所研究與顯示之所有樣本一致。對2 nm QW而言，有中心在2.67 eV的低能峰及在2.86 eV的高能峰。這些能量高於在室溫下的值，由於能隙隨遞減溫度而增加。對2 nm QW及圖1400之副區1408而言，較低能峰(例如圖12的1202)在[1-10]方向有86%之DOLP的偏極化，而較高能峰有37%之DOLP。當增加樣本溫度時，較高能峰以比較低能峰更快的速率淬熄，使得在圖14顯示之室溫PL光譜中由偏極化的較低能峰支配。圖 16 顯示圖1600，其顯示在溫度10K測得之PL時間衰減，這能洞察兩個發射帶在低溫的基礎復合機制。詳細地說，圖16顯示由2 nm寬之量子井產生的GaN/InGaN晶體在10K之光致發光時間衰減。測得這些衰減接近高能峰(圖12的高峰1204) 2.82 eV及2.43 eV之尖峰，其中PL強度的最大分量係來自較低能峰。 當偵測在較低能峰之光發射時，也觀察到單獨的非指數衰減分量。這表明在此能量下不同復合機制導致PL衰減。非指數形式可表明有相同發射能量之不同復合率的分佈，這起因於不同局部環境之載子復合。衰減時間在下面關於圖17的描述中詳細討論。QW的結構測量提供此較低能量發射峰的解釋。從上面圖2所述可以看出，SF 204在往GaN表面途中與QW 104交叉。從圖2顯示之樣本看來，EDX測量表明在有幾nm的SF內之含銦量大約比QW的其餘部分中之含銦量多一倍。 含銦量增加使這些區域中的能隙減少，並且因為SF是面缺陷，這些區域會垂直於影像之平面延伸(在[1-10]方向)，導致量子線(Q線)一維奈米結構。圖2顯示QW已在粗糙zb-GaN表面上成長，這導致彎曲的輪廓，當在[1-10]方向，而非在[110]方向觀察到時。此彎曲也可能導致載子侷限於量子線與QW之其餘部分中的額外貢獻。在這些富銦區域中復合是在較低能量下，由於與QW之其餘部分相比能隙減少。 此外，已觀察到，對應於wz-GaN晶體疊積之薄平面的SF可另外將電場導入結構中，由於在zb (立方)相與wz (六方)相之間的自發偏極化差異。SF之分離影響這些場的量級，因此會影響在富銦區域中載子的復合能量，這可能導致在目前所述之QW中光發射的大FWHM。 量子線之復合也可以解釋低能量發射的光學偏極化，因為類似結構之光發射可以沿著Q線的長而偏極化。藉由改變線之截面尺度，可以改變DOLP。因此，就不同溫度而言，DOLP可以保持相對穩定，利用製造具有特定截面尺度之Q線的方式。結合圖19討論之簡單計算描述Q線尺度可達到溫度的實質不變量之DOLP的例子。更有利地，有可能藉由增加SF分佈之各向異性進一步使DOLP最大化。 SF係存在於zb-GaN之[111]平面上，其沿著QW的[110]與[1-10]方向產生奈米結構。若在4個平面上的SF分佈全部一致，則垂直於生長方向之淨光學偏極化會是零。然而，如上所述，SF之密度取決於基材偏角度的方向。這會導致SF在一個方向之較大密度，這導致淨光學偏極化。此外，從[1-10]方向優先看出QW之彎曲輪廓。圖 17 顯示圖1700，其顯示在溫度10K產生之2、4、6與8 nm厚的立方InGaN/GaN量子井之四個實驗光發射1/e衰減時間。各副區還分別包括代表高峰1 (各副區之左方曲線)與2 (各副區之右方曲線)的峰值能量與FWHM之高斯峰。在溫度10K針對各QW樣本(即，厚度2、4、6與8 nm)測量PL衰減曲線，其中假定在溫度10K，動力學是純輻射的。從這些衰減曲線，記錄強度降到峰強度之1/e所用的時間，及針對橫越光譜之不同發射能量重複此測量。圖 18 顯示具有2 nm、4 nm、6 nm與8 nm之QW寬度的樣本在10K所測得之PL光譜。在各光譜中觀察到兩個發射峰，其對應於在低能量下QW之富銦區域，及在較高能量下QW之其餘部分的光發射。沒有QW寬度之光發射的積分強度趨勢。 在PL光發射之較高能量側上，對遞增QW寬度而言，衰減時間是320 ps、200 ps、210 ps與310 ps，誤差為10 ps。對zb-QW所測得之衰減時間未顯示極性QW所預期之隨QW寬度而大改變，這表明相對於對應的C平面纖維鋅礦型QW，電場顯著減少。因此，這與極性C平面纖維鋅礦型InGaN/GaN QW所獲得之結果相反，其中較厚的QW導致輻射壽命顯著增加，由於電場使橫向於QW之電子與電洞分離。 在電場減少的異質結構中，復合可包含激子。在沒有局部化效應下，輻射壽命仍取決於QW寬度，由於激子結合能改變。另一個可能性是復合包含電洞與過量電子，其中過量電子限制了與QW寬度重疊之電子-電洞波函數的改變。此外，衰減形狀是單指數的，如圖17所顯示，其中該衰減形狀和激子復合一致。 在最低能量下，也沒有明顯的衰減時間趨勢，其隨遞增QW寬度為375 ps、365 ps、330 ps與410 ps。因此，較低能峰之復合壽命也未隨QW寬度而顯著改變，不管在這些區域中形成電場的SF之影響。然而，這些電場不是橫向於QW，而是在四個可能的[111]方向，意味著QW寬度可能對載子被這些場分離有一點效果，因此對衰減時間有極小影響。需要理解的是，使SF分離之距離將測定電場，並進而測定衰減時間，如圖17的圖1700所繪製。 InGaN/GaN量子井之進一步模型化 為了測定載子是否可以被高含銦量區域捕獲，開發出三維模型系統，如上面關於圖8的描述。此系統係由形成具有比交叉處的含銦量多一倍之矩形截面量子線的具有相同含銦量兩個交叉之QW所組成。改變QW尺度連同含銦量，使用Numerov方法計算電子與電洞的基態能量。在模型之分析中，可以看出，電洞與電子全侷限於Q線中，並且此侷限度隨遞增銦組成與QW寬度而增加。在大多數情況下，載子脫出Q線進入QW所需之能量比在室溫的平均熱能(26 meV)大得多。因此，這些Q線可以捕獲電子與電洞。 混合Q線中重電洞與輕電洞已知導致在不同方向偏極化之光的發射。電子-電洞基態復合會發射沿著Q線之長偏極化的光。在低溫與低載子密度下，只有基態會被佔據，因此，會使Q線之總光發射偏極化。這和圖12的PL測量一致，其中在10K之Q線光發射的線性偏極化度(DOLP)是86%。DOLP將取決於Q線之截面積，其中較窄的Q線有較高之DOLP。侷限於Q線中的較高階狀態可以發射正交於基態之偏極化光。因此，若較高階狀態被佔據，則光發射的DOLP會下降，這可能在高溫下發生。圖15所顯示之測量表明在300K (即，室溫)的Q線光發射之DOLP高達75% (對2 nm寬的QW而言)，相對於在10K的Q線光發射下降大約10%。圖 19 顯示量子井之光發射在300K的線性偏極化度(DOLP)相對於在10K的DOLP之比率的計算二維圖1900，就具有變動含銦量與QW尺度之立方InGaN/GaN量子井而言。此模擬考慮到基態與激發態的熱平衡佔據，並且假定復合率不受影響。可以看出，對低於0.25之含銦量與少於2 nm的對角線尺度而言，沒有侷限態。換言之，對低於0.25之含銦量與少於2 nm的對角線尺度而言，在300K的InGaN/GaN量子井之線性偏極化度(DOLP)等於在10K的DOLP，並且DOLP與溫度無關。圖式1902表明在300K的DOLP對在10K的DOLP之比率。對應於圖1900的右下部之負比率表明預期偏極化是在室溫下在正交方向。此正交偏極化係關於QW，其具有低含銦量之高於7 nm的對角線長度，及高含銦量之高於11 nm的QW寬度。 因此，從圖19可以看出，DOLP在Q線中沒有激發態的情況下可以與溫度無關，或者在基態與激發態之間的分裂大於平均熱能(kT)的情況下可與溫度弱相依。這些激發態之能量會取決於Q線尺度。為了估測這些激發態之能量，將輕電洞(看作是具有0.2m0 的質量)之基態能量計算為這些激發態的上限。當激發態位於重電洞態與輕電洞態之間時，將重電洞態與輕電洞態之分離二等分而獲得分裂的稍為改善之估測。改變系統的參數以估測此分裂如何隨量子線之含銦量與尺度變動。對0.20的含銦量而言，2 nm Q線之第一激發態能量位於QW的基底能量(即，載子脫出Q線所需要之能量)以上。對具有3 nm及更大的對角線尺度的所有Q線而言，第一激發態被限制不超過QW之基底能量。 因此，和圖19一致，只針對所計算出的最窄尺度，激發態位於障壁以上，因此未侷限於量子線中。在這種情況下，DOLP會與溫度無關。當線之尺度增加時，分裂從60 meV減少到26 meV。因此，在室溫下，對較寬之量子線而言，激發態會更大程度被佔據，及較寬之線的光發射之DOLP會隨溫度增加而更減少。假定在實驗期間達到熱平衡，此相依係藉由使用波茲曼統計計算出在室溫之基態與第一激發態的佔據而估測。 然後，根據不同含銦量與尺度估測在300K與10K的DOLP比率，利用假定各態之復合率相同的方式：圖19之圖1900顯示結果。使用具有少於3 nm的對角線截面長度之量子線可以達到少於10%的DOLP變化。因此，此模型1900表明達到在10 K與室溫之間的小DOLP變化是可行的。一般而言，較窄量子線與/或較高含銦量會使DOLP較少溫度相依。此圖1900之鋸齒狀性質是由於截面的兩個尺度單獨變化，其中只依據數據之正交總和繪製數據。若一個尺度顯著窄於另一者，則這導致所計算出的比率增加。圖19之右側深色區域表明預期偏極化是在室溫下在正交方向，對低含銦量之高於7 nm的對角線長度，及高含銦量之高於11 nm的對角線長度而言。然而，這樣的效應不大可能觀察到，因為DOLP會隨遞增尺度而減少至零。 儘管業已依據上面明示之較佳實施方式來說明本揭露，應當理解的是，這些實施方式僅是說明性的，並且申請專利範圍不限於這些實施方式。本領域之熟習此技藝者鑒於本揭露能作出被設想為屬於隨附申請專利範圍之範圍內的修改與替代件。本說明書中揭露或圖解的各項特徵可併入本發明中，以單獨或任何適當合併本文中所揭露或圖解之任何其他特徵的形式。
100:量子井(Q井) 102:量子線(Q線) 104:較低能隙材料 104:低能隙線 106:較高能隙材料 200:Q井 202:Q線 204:疊積缺陷 300:發光二極體裝置 301:電接點 302:P型半導體 304:N型半導體 400:雷射二極體裝置 402:反射層 500:二維侷限位能 502:x方向寬度波動 504:一般寬度 506:位能深度 508:寬度波動 600:位能 602:總位勢深度 604:量子井深度 606:y方向尺度 608:x方向尺度 700:波函數 702:電子波函數解 704:電洞波函數解 706:偏移 800:總位能 802:總深度 803:能量差異 804:能隙 805:位勢深度 806:y方向尺度 810:x方向尺度 900:表 902:無第二激發態 904:小激發態分裂 906:大激發態分裂 908:顯著熱離子發射 1200:圖 1202:高峰 1204:高峰 1400:圖 1402:8 nm寬的量子井 1404:6 nm寬的量子井 1406:4 nm寬的量子井 1408:2 nm寬的量子井 1500:圖 1502a:PL光譜 1502b:PL激發光譜 1504a:PL光譜 1504b:PL激發光譜 1506:光致發光光譜 1600:圖 1700:圖 1900:計算二維圖 1902:圖式
本揭露之這些與其他態樣現在將僅通過實例、參照附圖來進一步說明，其中： [圖1]分別圖解量子井與量子線，其係由包埋於較高能隙材料中的低能隙材料形成； [圖2]顯示GaN與氮化銦鎵(InGaN)結構之穿透式電子顯微鏡(TEM)影像，有具有能量色散X射線(EDX)重疊圖的插圖，比如圖1之一般例子所圖解； [圖3]圖解包含GaN與InGaN之量子線的模型發光二極體(LED)結構，如圖1所圖解； [圖4]圖解包含GaN與InGaN之量子線的雷射二極體結構，如圖1所圖解； [圖5a]顯示具有形成量子線之寬度波動的量子井之示意位能圖； [圖5b]顯示具有8 nm井之閃鋅礦型InGaN/GaN量子井樣本的穿透式電子顯微鏡影像，其顯示井中的寬度波動； [圖6]顯示由在疊積缺陷與量子井之相互作用附近的富銦區域產生之量子線的傳導帶之示意位能； [圖7]顯示為了具有4 nm寬的富In區域之8 nm量子井的模型位能而解得之電子與電洞波函數解； [圖8]顯示具有4 nm寬的富銦區域之8 nm量子井的傳導帶與價帶之簡化的總位能，其對應於圖7之波函數； [圖9]顯示一組具有變動的尺度與銦分率之量子線的電子性質之表列結果； [圖10]是藉由蝕刻量子井而產生之量子線的示意圖； [圖11]顯示由蝕刻具有不同截面尺寸之InGaN/GaN量子井所形成的矩形量子線之計算電洞基態能量(正方形)與第二激發電洞態能量(圓形)的圖，如由對角線長度與含銦量所界定； [圖12]顯示具有5個厚度2 nm之量子井的立方GaN與InGaN樣本在10K取得之實驗光致發光光譜的圖； [圖13a與13b]分別顯示正規化強度與偏極化度之溫度相依，彼等對應於圖12顯示的高峰； [圖14]顯示一圖，其顯示由GaN晶體產生之不同寬度的量子井之四種室溫光致發光光譜的圖； [圖15]顯示一圖，其顯示6 nm寬的量子井在10K產生之光致發光(PL)光譜(實線)，及表明兩種不同吸收邊限的對應PL激發(PLE)光譜(虛線)； [圖16]顯示由2 nm寬的量子井產生之在10K的GaN/InGaN晶體之光致發光時間衰減。 [圖17]顯示一圖，其顯示不同寬度的立方InGaN/GaN量子井之四種光發射衰減時間的圖； [圖18]顯示不同寬度的四種立方InGaN/GaN量子井之光致發光光譜；及 [圖19]顯示具有變動的含銦量與井尺度之立方InGaN/ GaN量子井的在300K相對於在10K之量子井的發射之線性偏極化度(DOLP)比率的計算2D圖。
100:量子井(Q井)
102:量子線(Q線)
104:較低能隙材料
104:低能隙線
106:較高能隙材料

Claims (22)

  1. 一種半導體結構，其包含： 基質，其包含具有第一能隙的第一立方第三族氮化物； 第二立方第三族氮化物，其具有第二能隙且形成嵌入該基質內之區域，其中該第二立方第三族氮化物包含使該第二能隙相對於該第一能隙減少的合金化材料；及 量子線，其由在嵌入該基質內之該區域內的部分所界定，該部分形成一維電荷-載子侷限通道， 其中該量子線可操作以展現光學偏極化之發光。
  2. 如請求項1之半導體結構，其另外包含： 量子井，其由嵌入該基質內的該區域所界定，其中該區域形成在該基質內之嵌入層。
  3. 如請求項1或2之半導體結構，其中該基質包含立方氮化鎵。
  4. 如請求項1至3中任一項之半導體結構，其中該合金化材料包含銦。
  5. 如請求項1至4中任一項之半導體結構，其中嵌入該基質內之該區域的該界定該量子線的部分係包含局部增加濃度的該合金化材料。
  6. 如請求項5之半導體結構，當依附於請求項2時，其中該局部增加濃度的該合金化材料係在該半導體結構中的疊積缺陷與該量子井之間的交叉處附近。
  7. 如請求項2至4中任一項之半導體結構，其中嵌入該基質內之該區域的該界定該量子線的部分包含界定該量子井之嵌入層的寬度之局部波動。
  8. 如請求項7之半導體結構，其中該局部波動的尺度大於約2 nm。
  9. 如請求項7或8之半導體結構，其中界定該量子井之該嵌入層的該寬度在不少於約2 nm與不超過約14 nm的寬度之間波動。
  10. 如請求項7至9中任一項之半導體結構，其中侷限於該量子線之載子侷限通道中的電荷載子是電子。
  11. 如請求項1至5中任一項之半導體結構，其中嵌入該基質內的該區域之該界定該量子線的部分係由包含該合金化材料的區域之通道界定，該通道延伸穿過該基質。
  12. 如上述請求項中任一項之半導體結構，其中在嵌入該基質內的該區域中之該合金化材料的分率大於約20%。
  13. 如上述請求項中任一項之半導體結構，其中該量子線的該一維電荷-載子侷限通道擁有第一電子狀態與第二電子狀態，其中在上述狀態之間的能量差異大於特性熱能，其使該等狀態之間熱誘發躍遷的可能性減少。
  14. 如上述請求項中任一項之半導體結構，其中該量子線的平均尺度小於約10 nm，且大於約2 nm。
  15. 一種半導體裝置，其包含如上述請求項中任一項之半導體結構，其中該半導體裝置係選自包含下列者的群組：發光二極體(LED)、垂直腔表面射型雷射(VCSEL)、雷射、感測器。
  16. 如請求項15之半導體裝置，其另外包含： 基材，其包含立方碳化矽； 基質材料之富電子層，其配置於該基材表面上；及 光學活性區域，其由該基質與嵌入該基質內的該區域界定，其配置於該富電子層表面上；及 基質材料之貧電子層，其配置於該光學活性區域表面上。
  17. 如請求項16之半導體裝置，該半導體結構另外包含： 光侷限層，其配置於該光學活性區域的任一面。
  18. 一種製造半導體裝置之方法，該方法包含： 形成包含具有第一能隙的第一立方第三族氮化物之基質； 形成具有第二能隙且形成嵌入該基質內的區域之第二立方第三族氮化物，其中該第二立方第三族氮化物包含使該第二能隙相對於該第一能隙減少之合金化材料；及 在嵌入該基質內之該區域內形成一界定量子線的部分，該部分形成一維電荷-載子侷限通道。
  19. 如請求項18之製造方法，其另外包含： 形成嵌入該基質內的該區域成為在該基質內之嵌入層，其界定量子井。
  20. 如請求項18或19之製造方法，其中該半導體裝置係選自包含下列者的群組：發光二極體(LED)、垂直腔表面射型雷射(VCSEL)、雷射、感測器。
  21. 如請求項18至20中任一項之製造方法，其另外包含： 形成包含立方碳化矽之基材； 形成基質材料之富電子層，其配置於該基材表面上； 形成由該基質與嵌入該基質內的該區域所界定之光學活性區域，其配置於該富電子層表面上；及 形成基質材料之貧電子層，其配置於該光學活性區域表面上。
  22. 如請求項21之製造方法，其另外包含： 形成光侷限層，其配置於該光學活性區域之第一與第二表面的每一面。
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