Dynamische Untersuchungen an organischen Mikroresonatorstrukturen

Inhaltsverzeichnis

1. Einleitung

2. Grundlagen
2.1. Organische Leuchtdioden
2.1.1. Photolumineszenz bei organischen Halbleitermaterialien .
2.1.2. Aufbau von organischen Leuchtdioden
2.1.3. Materialien
2.2. Mikroresonatorstrukturen
2.2.1. Fabry-Perot-Resonator
2.2.2. Spiegel
2.2.3. Mikroresonator
2.2.4. Amplified Spontaneous Emission (ASE)
2.2.5. Transfer-Matrix Methode

3. Technologie
3.1. Prozesse zur Herstellung von organischen Dünnfilmen . .
3.1.1. Probenreinigung
3.1.2. Lithographie
3.1.3. Aufdampfen dünner Schichten
3.2. Herstellung von strukturierten organischen Leuchtdioden
3.2.1. Substrate
3.2.2. Lithographie bei den strukturierten Dioden
3.2.3. Aufdampfen der organischen Schichten
3.2.4. Prozeßüberblick
3.2.5. Probenbezeichnung

4. Optische Charakterisierung
4.1. Meßaufbauten
4.1.1. Streak-Kamera
4.1.2. Photolumineszenzmeßplatz
4.2. Photolumineszenzmessungen
4.2.1. Einstellen des Mikroresonators
4.2.2. Messung des winkelaufgelösten PL-Spektrums

5. Elektrische Charakterisierung
5.1. Meßaufbauten
5.1.1. Ansteuerplatine
5.1.2. Pulsbetrieb
5.1.3. Kennlinienmeßplatz
5.2. Elektrolumineszenzmessungen bei Mikroresonatorstrukturen
5.3. Dynamische Untersuchungen an OLEDs
5.3.1. Einschaltverzögerung
5.3.2. Stromverlauf
5.3.3. Zeitliche Elektolumineszenzuntersuchungen
5.4. Kennlinienmessungen
5.5. Probleme bei den Messungen

6. Zusammenfassung und Ausblick

Literaturverzeichnis

A. Lithographiemasken

B. Simulationsprogramm Cavity
B.1. Änderungen bei der Bedienung
B.2. Anleitung für Erweiterungen

C. Technische Zeichnungen

1. Einleitung

Die Forschungs- und Entwicklungsaktivitäten im Bereich der organischen Elektrolumines- zenzbauelemente nehmen momentan rasant zu. Dies liegt zum einen an der verglichen mit konventionellen Halbleiterbauelementen einfacheren bzw. billigeren Herstellung als auch an ihren Einsatzmöglichkeiten in farbigen Flachbildschirmen, deren Bedarf in den nächsten Jah- ren enorm ansteigen wird. Die Elektrolumineszenz in organischen Materialien ist seit langem bekannt, rückte aber erst mit den Arbeiten von Tang und van Slyke Ende der achtziger Jahre wieder in den Mittelpunkt des Forschungsinteresses ¹. Die von ihnen hergestellten organischen Leuchtdioden (engl.: OLED, Organic Light Emitting Diode) waren in ihren elektrischen Eigenschaften und Leistungskenndaten mit konventionellen Leuchtdioden ver- gleichbar. Ein großer Vorteil organischer Materialien ist die Möglichkeit, große Flächen auf flexiblen Substraten zu bedampfen, ohne auf Parameter wie Gitteranpassung Rücksicht neh- men zu müssen. Dadurch werden Anwendungen möglich, die mit herkömmlichen anorgani- schen Halbleitermaterialien nicht oder nur sehr kostenaufwendig realisierbar sind. Allerdings waren die Lebensdauern der ersten OLEDs für einen kommerziellen Einsatz zu klein. Aber auch auf diesem Gebiet sind durch den Einsatz neuer Herstellungsmethoden bzw. Schicht- strukturen vielversprechende Fortschritte gemacht worden.

Neben dem von Tang und van Slyke benutzen Emissionsmaterial Aluminium 8-Hydroxichino- lat Alq3 werden vor allem konjugierte Polymere sowie Oligomere auf ihre Einsatzmöglichkei- ten in organischen Bauelementen untersucht. Desweiteren wird Alq3 oft in Verbindung mit ei- nem Dotierstoff wie zum Beispiel Quinacridon Qd benutzt. Die Fluoreszenz-Quantenausbeute in diesen Materialsystemen erreicht mittlerweile nahezu 100 % ². Die Helligkeit ist mit bis zu 200000 Cd/m² für den Großteil der kommerziellen Anwendungen ebenfalls mehr als aus- reichend.

Das Elektrolumineszenzspektrum der organischen Emissionsmaterialien ist in der Regel sehr breitbandig. Viele Anwendungen erfordern jedoch sehr schmalbandige Strahlung hoher Farb- reinheit. Ein Weg, um solche Bauelemente zu realisieren, ist der Einsatz von Mikroresona- torstrukturen. Dabei werden die organischen Schichten zwischen zwei Spiegeln positioniert, deren Abstand in der Größenordnung der Nutzwellenlänge liegt. Durch den so gebildeten Fabry-Perot-Resonator werden eine oder mehrere Resonanzwellenlängen verstärkt, während

2 1. Einleitung

die anderen Wellenlängenbereiche unterdrückt werden. Diese Struktur ist auch eine der Voraussetzungen für den Aufbau eines organischen Lasers. Bisher ist es nur gelungen, optisch gepumpte Lasertätigkeit in organischen Materialien nachzuweisen.

Diese Arbeit ist Teil eines Projekte am Institut für Hochfrequenztechnik der TU Braun- schweig, dessen Ziel die Realisierung elektrisch gepumpter Lasertätigkeit in organischen Bauelementen ist. Als Emissionsmaterial wird dabei zunächst Alq3 dotiert mit Qd benutzt. Während der Arbeit werden Mikroresonatorstrukturen auf der Basis von Qd:Alq3 herge- stellt. Als Spiegel dienen hochreflektierende dielektrische Spiegel auf einem Saphirsubstrat bzw. ein Metallspiegel auf der anderen Resonatorseite. Neben den von Jenoptik bedampften Saphirsubstraten wurden auch Substrate mit einer transparenten leitenden Schicht aus In- diumzinnoxid (engl.: ITO, Indium Tin Oxide) verwendet, welche von den Firmen AEG bzw. Balzers hergestellt wurden.

Zum einen wurde in dieser Arbeit die Länge des Resonators der Peakwellenlänge des Emissionsmaterials angepaßt. Desweiteren wurden elektrische Eigenschaften wie die Strom- bzw. Leistungskennlinie untersucht. Im Hinblick auf den Betrieb mit einem gepulsten Eingangssignal für mögliche Anwendungen im Telekommunikationsbereich wurden dynamische Untersuchungen des Elektrolumineszenzverhaltens durchgeführt.

Die vorliegende Arbeit gliedert sich wie folgt: Nach der Einleitung wird in Kapitel 2 auf die physikalischen Vorgänge eingegangen, die für Elektrolumineszenz in organischen Leuchtdioden verantwortlich sind. Desweiteren werden die in dieser Arbeit benutzten organischen Materialien vorgestellt, typische OLED-Strukturen beschrieben und grundlegende Eigenschaften von Mikroresonatoren aufgezeichnet.

Die Proben wurden mittels Lithographie sowie thermischen Verdampfungsschritten für das Aufbringen der organischen Materialien vorbereitet. Die organischen Schichten wurden mit der organischen Molekularstrahldeposition (engl.: OMBD, Organic Molecular Beam Depo- sition) aufgebracht. Die verschiedenen Schritte und Methoden, die für die Herstellung der Proben benutzt wurden, sowie die dabei verwendeten Prozeßparameter sind in Kapitel 3 dargestellt.

Das Einstellen der optimalen Resonatorlänge sowie das Aufnehmen von Photolumineszenzspektren sind in Kapitel 4 beschrieben. Die notwendigen Meßaufbauten und die für die Aufnahme der Spektren verwendete Streak-Kamera werden ebenfalls kurz erläutert.

Neben den optischen Untersuchungen bestand ein großer Teil der Arbeit aus Untersuchun- gen von elektrisch gepulsten OLEDs. Dies erforderte die Entwicklung eines speziellen An- steueraufbaus, welcher die beschädigungsfreie Kontaktierung der Proben ermöglicht. Dieser Aufbau wird in Kapitel 5 beschrieben. Außerdem werden die Ergebnisse von dynamischen Elektrolumineszenzmessungen sowie Kennlinienmessungen vorgestellt.

Im abschließenden Kapitel 6 wird eine Zusammenfassung der in dieser Arbeit durchgeführten Untersuchungen und ein Ausblick auf Möglichkeiten für zukünftige Verbesserungen gegeben.

2. Grundlagen

Dieses Kapitel beschreibt die grundlegenden Eigenschaften von organischen Leuchtdioden und Mikroresonatorstrukturen. Dazu wird zunächst auf die Photolumineszenz in organischen Molekülhalbleitern etwas näher eingegangen. Danach werden die in dieser Arbeit benutzten Materialien vorgestellt sowie der Aufbau und die Wirkungsweise von OLEDs und Mikroresonatoren erläutert. Abschließend wird die für in dieser Arbeit durchgeführten Simulationen verwendete Transfer-Matrix-Methode vorgestellt.

2.1. Organische Leuchtdioden

2.1.1. Photolumineszenz bei organischen Halbleitermaterialien

Unter Lumineszenz versteht man die Emission von Licht nach vorangegangener Anregung durch Energieabsorption. Nach der Art der Energiezufuhr unterscheidet man zwischen Elek- trolumineszenz, Photolumineszenz und Chemolumineszenz. Bei der Photolumineszenz erfolgt die Anregung durch Absorption von Photonen. Die Abhängigkeit der Intensität der Photo- lumineszenz von der Wellenlänge der anregenden Strahlung ergibt das Anregungsspektrum, welches in der Regel mit dem Absorptionsspektrumübereinstimmt. Nichtstrahlende Streu- prozesse wie Raman- und Brillouinstreuung können zu kleinen Abweichungen zwischen bei- den Spektren führen. Die bei diesen Stoßprozessen freiwerdende Energie wird in Form von Phononen abgegeben.

Nach der Frank-Cordon Verschiebung ist das Absorptionsspektrum gegenüber dem Emissionsspektrum zu kleineren Wellenlängen hin verschoben. Die Energiedifferenz zwischen Absorption und Emission wird in einem oder mehreren Relaxationsprozessen ebenfalls als Phononen abgegeben. In der Regel sind die Emissionsspektren von Molekülen sehr breitbandig gegenüber den bei Atomen auftretenden Emissionslinien, dieses liegt an der Überlagerung vibronischer Banden in den Molekülen.

Wie bei anorganischen Halbleitern treten auch bei organischen Molekülhalbleitern drei Arten von Elektronenübergängen auf. Bei der Absorption B12 wird ein Elektron unter Energieauf- nahme vom Valenzband ins Leitungsband angehoben. Bei der spontanen Emission A21 geht

2.1. Organische Leuchtdioden 5

ein Elektron vom Leitungsband ins Valenzbandüber. Dabei wird die freiwerdende Energie in Form eines Photons abgegeben. Die stimulierte Emission B21 wird durch eine elektromagnetische Welle ausgelöst. Das entstehende Photon stimmt mit ihr in Phase und Frequenzüberein und breitet sich in die gleiche Richtung aus. Die benutzten Faktoren B12, B21 und A21 bezeichnen die Einsteinkoeffizienten für die drei Übergangsvorgänge und stellen Proportionalitätsfaktoren für die spektrale Übergangsrate dar ³.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.1.: Energieübergänge in organischen Molekülen.

Bei zwei- oder mehratomigen Molekülen unterscheidet man aufgrund des Drehimpulserhal- tungssatzes zwischen ”erlaubten“und ”verbotenen“Übergängen.NachdemSpin-Verbotdarf sich der Gesamtspin während eines Zustandsüberganges nicht ändern. In der Praxis treten jedoch aufgrund einer geringen Spin-Bahn-Kopplung auch die verbotenen Übergänge mit einer gewissen Wahrscheinlichkeit auf. So wird bei der Anregung eines Moleküls zwischen ”erlaubten“AbsorptioneinesElektronsausdemGrundzustandS0 indasSingulett- Niveau S1 unter Spinbeibehaltung und der den Triplett-Zustand T1 unterschieden.

”verbotenen“AbsorptionunterSpinumkehrin

Aufgrund der verschiedenen Anregungszustände unterscheidet man bei der Rekombinati- on zwischen Fluoreszenz und Phosphoreszenz. Die Fluoreszenz bezeichnet den erlaubten Übergang aus dem Singulett-Zustand zurück in den Grundzustand, während es sich bei der

6 2. Grundlagen

Phosphoreszenz um den Übergang aus dem Triplett-Niveau in den Grundzustand handelt. Bei der Fluoreszenz bleibt der Gesamtspin erhalten. Es handelt sich demzufolge um einen ”erlaubten“Übergang,währenddiePhosphoreszenzaufgrundderSpinumkehrals ”verboten“ betrachtet wird. Dies hat zur Folge, daß die Übergangswahrscheinlichkeit für die Fluores-

zenz höher ist als bei der Phosphoreszenz. Außerdem ist die Lebensdauer der angeregten Zustände in den Singulett-Niveaus mit ¹⁰ −⁶ bis 10−¹² s wesentlich kleiner als in den Triplett- Niveaus (10−³ bis 10² s). Die möglichen Übergänge sind in Bild 2.1 als Jablonski-Termschema dargestellt.

Die strahlenden Übergänge kann man wie folgt unterteilen:

- Absorption: S0 + hω → S1 bzw. S0 + hω → T1
- Fluoreszenz: S1 → S0 + hω
- Phosphoreszenz: T1 → S0 + hω

Wie in Bild 2.1 zu erkennen ist, kommt es in den Molekülen auch zu nichtstrahlenden Zustandsübergängen. Zwischen dem Singulett-Niveau und dem Triplett-Niveau treten Interkombinationsübergänge auf. Bei diesen Übergängen ist eine Spinumkehr notwendig. Weiterhin kann es zu inneren Umwandlungen, d.h. zu Relaxationen kommen. Die dabei freiwerdende Energie wird als Phononen abgegeben.

Bei der Elektrolumineszenz erfolgt die Energiezufuhr aufgrund von Ladungsträgerinjektion durch Anlegen eines äußeren elektrischen Feldes. Die Ladungsträgerbeweglichkeit ist in organischen Molekülen im allgemeinen sehr gering. Durch die Ladungsträgerinjektion entstehen Raumladungsgebiete, welche sich teilweiseüberlappen. Elektrolumineszenz entsteht, wenn Elektronen und Löcher in diesen Gebieten strahlend rekombinieren.

2.1.2. Aufbau von organischen Leuchtdioden

Wie bei konventionellen Leuchtdioden aus anorganischen Materialien bestehen auch orga- nische Leuchtdioden prinzipiell aus Anode, Emissionsschicht und Kathode. Diese einfachste Geometrie wird als Einzelschichtstruktur bezeichnet. Um die elektrischen Eigenschaften der OLEDs zu verbessern, werden neben der Emissionsschicht noch weitere organische Schich- ten speziell für den Elektronen- bzw. Löchertransport benutzt. Man unterscheidet dann zwischen Einfach-Hetero- und Doppel-Hetero-Strukturen (siehe Bild 2.2). Bei diesen Mehr- schichtstrukturen ist es möglich, die Injektion von Löchern und Elektronen zu trennen und jeweils speziell für eine Ladungsträgersorte geeignete Materialien zu verwenden.

2.1. Organische Leuchtdioden 7

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.2.: Schichtstrukturen für organische Leuchtdioden: a) Einzelschicht-, b) EinfachHetero- und c) Doppel-Heterostruktur.

Um nichtstrahlende Übergänge zu minimieren, sollte die Emissionsschicht mindestens eine Exzitonendiffusionslänge (etwa 20-30 nm) von den Kontakten entfernt sein ², wofür eine Mehrschichtstruktur unerläßlich ist. Außerdem ist es möglich, die emittierende Schicht variabler im Bauelement zu positionieren und so den in Kapitel 2.2.3 beschriebenen Stehwelleneffekt in Mikroresonatoren auszunutzen.

Bei der Beschreibung der Ladungsträgerübergänge werden in anorganischen Halbleitern Energieniveauschemas mit Leitungs- und Valenzband benutzt. Für organische Materiali- en wurden entsprechende Energieniveaus für die Moleküle eingeführt. Das oberste besetzte Energieniveau wird mit HOMO (engl.: Highest Occupied Molecular Orbital) und das un- terste unbesetzte mit LUMO (engl.: Lowest Unoccupied Molecular Orbital) bezeichnet. Bei der Ionisation verläßt ein Elektron den Molekülverband und geht vom HOMO ins Vakuum- niveauüber. der Energieunterschied zwischen diesen beiden Niveaus wird als Ionisationspo- tential EIP bezeichnet. Der zur Ionisation entgegengesetzte Prozeß bezeichnet die Fähigkeit

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.3.: Bandstruktur in organischen Molekülen.

eines Moleküls, ein Elektron aus dem Vakuum aufzunehmen. Dabei geht das Elektron in das LUMO-Niveauüber. Die Energiedifferenz zwischen LUMO und Vakuumniveau wird als Elektronenaffinität EA definiert. Die Energieniveaus in organischen Materialien sind in Bild 2.3 dargestellt. Bei Metallen wird die Energiedifferenz zwischen Ferminiveau und Vakuumniveau als Austrittsarbeit ΦM bezeichnet. Die charakteristischen Werte der in dieser Arbeit benutzten organischen Materialien und häufig benutzter Kontaktmaterialien sind in den Tabellen 2.1-2.2 zusammengefaßt.

Tabelle 2.1.: Ionisationspotential und Elektronenaffinität der verwendeten organischen Materialien [2, 4].

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Tabelle 2.2.: Austrittsarbeit häufig verwendeter Kontaktmaterialien ⁵.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Um die Rekombination auf die Emissionsschicht zu beschränken, werden an den Grenzflächen zur Löchertransportschicht aufgrund unterschiedlicher LUMO-Niveaus Energiebarrieren für die Elektronen aufgebaut. Demgegenüber können die Löcher aufgrund des geringen Potentialunterschiedes beider HOMO-Niveaus leicht in die Emissionsschichtübergehen.

2.1.3. Materialien

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.4.: Emissionsmaterialien, a) Alq3, b) Qd.

Als Emitter werden in dieser Arbeit Aluminium 8-Hydroxichinolat (Alq3) undotiert bzw. dotiert mit Chinacridon (Qd) verwendet. Seit den ersten Berichtenüber organische Leuchtdioden ¹ wird Alq3 für die emittierende Schicht benutzt und hat bis heute neben Polymeren seine vorherrschende Stellung als organisches Emittermaterial nicht verloren. Das Photolumineszenzspektrum von Alq3 ist in Bild 2.5 dargestellt; es ist breitbandig mit einem Maximum bei etwa 520 nm im grünen Spektralbereich.

Obwohl Alq3 auch undotiert als Emitter eingesetzt werden kann, benutzt man es in der Regel als Wirt in einem Gast-Wirt System. Als Dotierstoff wird in dieser Arbeit Qd benutzt. In diesem Gast-Wirt System liegt die Fluoreszenz-Quantenausbeute nahe 100 % gegenüber etwa 33 % in reinem Alq3 ². Durch Koverdampfen beider Stoffe erhält man die gewünschte Dotie- rung. Die Temperaturen werden so gewählt, das der Dotierstoffanteil etwa 1 mol % beträgt. In Bild 2.5 ist zu sehen, daß das Photolumineszenzspektrum von Qd:Alq3 schmalbandiger als bei reinem Alq3 ist. Es besitzt bei einer Halbwertsbreite von nur 35 nm ein Maximum bei etwa 525 nm. Bei niedrigeren Dotierstoffkonzentrationen ergibt sich ein reduzierter Ener- gietransfer zwischen Alq3 und Qd, wodurch die Eigenlumineszenz des Alq3 an Bedeutung

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.5.: Photolumineszenzspektren von Alq3 und Qd:Alq3.

gewinnt. Im Photolumineszenzspektrum wird eine zu niedrige Dotierstoffkonzentration durch eine vergrößerte Halbwertsbreite deutlich.

Elektronenleiter

In reinem Alq3 ist die Beweglichkeit von Elektronen um den Faktor 100 größer als die Löcher- beweglichkeit ². Aus diesem Grund wird Alq3 auch als Elektronenleiter eingesetzt. Die Elektronenaffinität beträgt 3,0 eV ⁴. Als Kathodenmaterialien kommen daher nur unedle Metalle, wie Magnesium mit einer Austrittsarbeit von 3,6 eV oder Aluminium mit 4,0 eV in Frage. Bei edleren Metallen wie Silber, Gold oder Platin baut sich aufgrund der hohen Austrittsarbeit eine Schottkybarriere auf, die zu hohen Einsetzspannungen führen würde. Bei den in dieser Arbeit hergestellten Bauelementen wird Magnesium als Kathode benutzt. Da dieses Metall an Luft aber sehr schnell degeneriert, wird noch eine Silberschutzschicht darüber aufgebracht.

Löcherleiter

Bei der Auswahl der Materialien für den Löchertransport sind verschiedene Kriterien zu berücksichtigen. Die Materialien müssen neben einer sehr guten Löcherbeweglichkeit auch zu den benutzten Kontakten passen. In dieser Arbeit wird eine ITO-Schicht als transparente Anode benutzt. Für die Austrittsarbeit von ITO werden Werte zwischen 4,7 eV und 5,1 eV

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

a) Bild 2.6.: Löcherleiter: a) Starburst, b) NPD.

angegeben ⁵. Eine gute Löcherinjektion erfordert von dem verwendeten Löcherleiter ein Ionisationspotential in diesem Bereich. Starburst ( 1-TNATA (4,4’,4”-Tris(N -(1-naphthyl)- N -phenyl-amino)-triphenylamin, C66H48N4) ) erfüllt mit 5,1 eV diese Anforderung. Das Ioni- sationspotential des als Emissionsmaterial eingesetzten Alq3 beträgt 5,9 eV. Für einen guten Löcherstrom ist die Barriere von 0,8 eV zwischen den HOMO-Niveaus von Starburst und Alq3 zu groß. Aus diesem Grund wird dazwischen als zweiter Löcherleiter eine Schicht NPD mit einem HOMO-Niveau von 5,5 eV eingefügt. NPD (N ,N ’-Diphenyl-N ,N ’-bis(l-naphtyl)-

1-1’biphenyl-4,4”-diamin) gehört wie Starburst zur Gruppe der aromatischen Amine. Beide verwendeten Löcherleiter sind im sichtbaren Spektrum transparent, führen also nicht zu einer Absorption der von Alq3 bzw. Qd:Alq3 emittierten Strahlung. Die Photolumineszenzspektren beider Materialien zeigen Emissionen im blauen Wellenlängenbereich, welche von ihrer In- tensität allerdings sehr schwach und im Lumineszenzspektrum der organischen Leuchtdioden zu vernachlässigen sind.

Struktur der organischen Schichten in den hergestellten Bauelementen In Bild 2.7 ist die Schichtenfolge der hergestellten Bauelemente zu sehen. Die Struktur be- steht aus insgesamt 4 Schichten: zwei Löchertransportschichten Starburst und NPD, einer Emissionsschicht Qd:Alq3 und einer Elektronentransportschicht Alq. Indiumzinnoxid wird als Anode und Magnesium als Kathode verwendet. Die Löcher werden zunächst aus der ITO- Schicht in die erste Löchertransportschicht Starburst injiziert. Die zweite Löchertransport- schicht NPD wird benutzt, um die Barriere für die Löcher zwischen Starburst und Qd:Alq3

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.7.: Schichtenfolge der organischen Struktur.

aufgrund ihrer unterschiedlichen HOMO-Niveaus zuüberbrücken. NPD stellt außerdem aufgrund der kleinen Elektronenaffinität von 2,3 eV an der Grenze zum Emittermaterial eine große Barriere für Elektronen dar. Dadurch bleibt der Rekombinationsprozeß auf die Emitterschicht begrenzt. Da NPD gegenüber Starburst die geringere elektrische Leitfähigkeit aufweist, wird die NPD-Schicht relativ dünn gestaltet. Die Schichtdicken für ein normales Bauelement sind in Tabelle 3.2 (Kapitel 3.2.3, Seite 34) enthalten.

2.2. Mikroresonatorstrukturen

Eine planare Mikroresonatorstruktur basiert auf einem Fabry-Perot Resonator mit einer Länge in der Größenordnung der optischen Wellenlänge, dessen Spiegel ein optisch aktives Medium beinhalten. Mit Hilfe dieser Struktur kann das Emissionsspektrum des emittierenden Materials verändert werden, da im Resonator die Resonanzwellenlänge verstärkt wird und andere Anteile im Spektrum unterdrückt werden. Durch die Verringerung der spektralen Halbwertsbreite kann die Farbreinheit der Leuchtdiode gesteigert werden. Es kommt jedoch auch zur Ausbildung eines winkeldispersiven Spektrums bei breitbandigen Emittern bzw. zu einer gerichteten Abstrahlcharakteristik bei schmalbandigen Emittern ⁶.

2.2.1. Fabry-Perot-Resonator

Der Fabry-Perot-Resonator ist ausführlich in ⁷ beschrieben. Zwei metallische oder dielektri- sche Spiegel begrenzen einen Resonatorraum der Länge L mit einem optischen Medium mit der Brechzahl n. Ein Teil der einfallenden Welle wird auf ihrem Weg durch die Struktur am zweiten Spiegel teilweise reflektiert und dann im Resonator mehrfach hin- und herreflektiert. Dabeiüberlagern sich hin- und herlaufende Welle und führen durch konstruktive Interferenz

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.8.: Fabry-Perot-Resonator: Stehwellen.

zur Ausbildung von Stehwellen (siehe Bild 2.8). Bei jeder Reflexion tritt ein Teil der Welle aus einem der Spiegel aus. Die resultierende Amplitude der transmittierten Welle berechnet sich aus der Summe der austretenden Anteile und hat die Form einer geometrischen Reihe ³:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.9.: Fabry-Perot-Resonator: Transmittierte und reflektierte Anteile.

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Dabei sind t1 und t2 sowie r1 und r2 die Transmissions- bzw. Reflexionsfaktoren der beiden Spiegel. Die komplexe Ausbreitungskonstante γ setzt sich aus Absorptionskoeffizient α und Wellenzahl β zusammen,

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Bild 2.10.: Transmittivität eines Fabry-Perot-Resonators bei verschiedenen Spiegelreflektivitäten. Parameter: L=2000 nm, n=1,7, R1=0,9, R2=0,1.

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Für gleiche Spiegel t = t1 = t2 und r = r1 = r2, sowie für ein verlustfreies Resonatormaterial α = 0 ergibt sich für die Transmittivität, d.h. für das Verhältnis von transmittierter zu einfallender Strahlungsintensität

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mit R = r² als Spiegelreflektivität. Aus der in Bild 2.10 dargestellten wellenlängenabhängigen Transmittivität wird deutlich, daß bestimmte Wellenlängen durch den Resonator ungedämpft transmittieren, während die Spektralanteile zwischen den Resonanzen stark gedämpft werden. Resonanz tritt bei folgenden Wellenlängen auf:

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Wenn man den internen Ausbreitungswinkel zur Normalen θ mit dem Snellsius’schen Bre- chungsgesetz in einen externen Abstrahlwinkel θe umrechnet, erhält man für die Resonanz- wellenlänge

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Gleichung 2.5 kennzeichnet eine Blauverschiebung, d.h. eine Verschiebung der Resonanz für Abstrahlwinkel θe > 0 zu kleineren Wellenlängen hin. Die Filtercharakteristik eines Fabry- Perot-Resonators hängt auch von der Reflektivität der Spiegel des Resonators ab, wie in Bild 2.10 zu erkennen ist. Die Resonanzen sind je nach Spiegelreflektivität unterschiedlich stark ausgeprägt.

2.2.2. Spiegel

Der Aufbau eines Fabry-Perot-Resonators erfordert zwei hochreflektierende Grenzflächen. In der Regel werden dafür Metallbeschichtungen oder dielektrische Spiegel benutzt. Als Spie- gelmetall kommen z.B. Gold, Silber oder Aluminium bzw. Kombinationen davon in Frage. Metalle haben den Vorteil, daß sie leicht aufzudampfen sind, auf der anderen Seite haben sie eine hohe Absorption im sichtbaren Spektralbereich. In Atmosphäre oxidieren einige Spiegel- metalle sehr schnell und führen so zu einer ÄnderungderEigenschaftendesMikroresonators. Um dem vorzubeugen, werden die Spiegelmetalle teilweise mit Schutzschichten z.B. aus Si- liziumdioxid SiO2überzogen, was sich aber auch negativ auf die Reflexionseigenschaften auswirkt.

Bei der Berechnung der Reflektivität R muß bei Metallen neben dem Real- auch der nicht zu vernachlässigende Imaginärteil des Brechungsindexes berücksichtigt werden,

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In Gleichung 2.6 wird die Reflektivität gegen Luft mit n = 1 berechnet. Bei dünnen Schichten sind der Real- und Imaginärteil von Metallen von der Schichtdicke abhängig. Für Silber ergibt sich daraus für λ = 550 nm ein Reflektivitätsmaximum von 0,9445 bei einer Schichtdicke von

20 nm. Bei größeren Schichtdicken geht die Reflektivität auf einen Wert von 0,91 zurück ⁸. Dielektrische Spiegel bestehen aus mehreren Schichtenpaaren von hoch- und niedrigreflektie- renden Materialien. Sie besitzen für eine bestimmte Wellenlänge eine hohe Reflektivität, die

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Bild 2.11.: Reflektivität einer Silberschicht in Abhängigkeit von der Schichtdicke ⁸.

sich sehr genau mit Hilfe der Schichtparameter einstellen läßt. Für die Schichten verwendet man dielektrische Materialien wie TiO2 oder SiO2. Die Schichtdicken werden so gewählt, daß sie optisch λ/4 entsprechen. Die Reflektivität R hängt dann von der Anzahl der Schichten- paare q und dem Brechzahlunterschied zwischen den Schichten ab. Für hochreflektierende Spiegel sollte die Anzahl der Schichten stets ungerade sein. In ⁸ wurde für die Reflektivität gegen Luft bei Absorptionsfreiheit und senkrechtem Lichteinfall folgender Zusammenhang angegeben:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Hierbei wurde für die Brechungsindizes der hochreflektierenden bzw. niedrigreflektierenden Schichten nH und nL sowie für das Substrat nS verwendet. Die Annahme von Absorptions- freiheit ist insofern legitim, da die verwendeten dielektrischen Materialien eine sehr geringe Absorption im sichtbaren Bereich aufweisen. Wenn man die Reflektivität gegen andere Sub- stanzen als Luft berechnen möchte, muß die 1 im Zähler und Nenner von Gleichung 2.7 durch den entsprechenden Brechungsindex ersetzt werden. Die Breite der Reflexionszone ist näherungsweise durch

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

In Bild 2.12 ist der Verlauf der Reflektivität des im Projektes verwendeten dielektrischen Spiegels dargestellt. Der Aufbau des Spiegels ist in Kapitel 3.2.1 auf Seite 32 näher beschrieben. Wie zu erkennen ist, gibt es außerhalb der Reflexionszone noch sogenannte Nebenmaxima im Reflektivitätsverlauf.

Die elektrische Leitfähigkeit der Materialien ist ein weiterer Aspekt, der bei der Auswahl der Spiegel zu berücksichtigen ist. Wenn die Spiegel bei elektrischen Bauelementen eingesetzt werden und gleichzeitig als Anode oder Kathode benutzt werden sollen, haben Metalle aufgrund ihres geringen elektrischen Widerstandes Vorteile gegenüber dielektrischen Spiegeln. Bei organischen Leuchtdioden wird teilweise eine leitende ITO-Schicht als letzte Schicht mit in den dielektrischen Spiegel integriert.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Bild 2.12.: Reflektivität des verwendeten dielektrischen Spiegels.

2.2.3. Mikroresonator

Bei der Herstellung von Mikroresonatoren kommt es darauf an, die Resonatorlänge der Emis- sionswellenlänge des Emitters anzupassen. Die Resonatoren in diesem Projekt bestehen aus 18 2. Grundlagen

einem dielektrischen Spiegel auf der einen Seite, durch den auch das emittierte Licht ausgekoppelt wird, und einem Metallspiegel als Kathode auf der anderen Seite.

Die Länge eines Mikroresonators setzt sich aus folgenden Komponenten zusammen ⁹,

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Der erste Ausdruck in Gleichung 2.9 ist die Eindringtiefe des elektromagnetischen Feldes in den dielektrischen Spiegel. Dabei ist Δn der Indexunterschied zwischen den beiden Schicht- materialien des Spiegels und n der durchschnittliche Brechungsindex. Der zweite Term gibt die optischen Weglängen in den einzelnen Schichten im Resonator an. Der letzte Ausdruck steht für die Eindringtiefe in einen Metallspiegel. Die Phasenverschiebung ϕm ergibt sich aus

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

mit ns dem Brechungsindex des Resonatormaterials und nm bzw. km dem Real- und Imaginärteil des Brechungsindexes des Metalls.

Mikroresonatorstrukturen führen aufgrund der Kammfiltercharakteristik des Fabry-Perot- Resonators bei einem breitbandigen Emitter zu einer Einengung des Spektrums bzw. zu einer Verstärkung der Emission bei der Resonanzwellenlänge. Diese Verstärkung Ge kann näherungsweise durch die Finesse F des Resonators beschrieben werden, die sich aus den Spiegelreflektivitäten wie folgt berechnet ¹⁰,

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Die Finesse in Gleichung 2.11 beschreibt die durchschnittliche Verstärkung aufgrund der Auskopplung aus beiden Spiegeln. In der Praxis wird aber nur das aus einem Spiegel ausgekoppelte Licht genutzt. In Gleichung 2.12 wird die Finesse dafür mit dem Bruchteil der aus dem Reflektor R1 austretenden Strahlung gegenüber dem durchschnittlichen Verlust bei einem Umlauf im Resonator multipliziert,

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Bild 2.13.: Stehwelleneffekt: Position der emittierenden Schicht im Resonator.

Bei sehr kurzen Resonatoren, d.h. bei Resonatoren, deren Länge in der Größenordnung der benutzten Wellenlänge liegt, muß noch ein weiterer Aspekt berücksichtigt werden. Hier hängt die Verstärkung der Emissionsrate auch von der Position der emittierenden Schicht im Resonator ab. Dieser Zusammenhang ist in Gleichung 2.12 noch nicht enthalten. In einem Artikel von Schubert ¹¹ wird daher eine genauere Formel für die Verstärkung benutzt,

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Der Antiknotenfaktor ξ berücksichtigt in Gleichung 2.13 den Stehwelleneffekt. Bild 2.13 zeigt die drei Möglichkeiten der Position des Emitters relativ zur ausgebildeten Stehwelle in ei- nem λ-Resonator. Bei einer idealerweise unendlich dünnen emittierenden Schicht, die sich im Maximum der Stehwelle befindet (siehe Bild 2.13 a)), hat ξ den Wert 2. Wenn sich, wie in Bild 2.13 b) die emittierende Schichtüber die gesamte Resonatorlänge erstreckt, hat ξ den Wert 1. In Bild 2.13 c) befindet sich die emittierende Schicht im Knoten der Stehwelle. In diesem Fall ist ξ = 0. In Gleichung 2.13 tauchen noch zwei weitere Größen auf, τcav und τ0. Sie bezeichnen die Photonenlebensdauern innerhalb der Mikroresonatorstruktur und in einem Bauelement ohne Resonator. Die Photonenlebensdauer innerhalb einer Mikroresona- torstruktur ist im allgemeinen kleiner als im freien Raum. In einem λ/2-Resonator kann die

20 2. Grundlagen

Lebensdauer bis zu einem Wert von nur einem Drittel der vergleichbaren Lebensdauer ohne Resonator abnehmen ¹².

2.2.4. Amplified Spontaneous Emission (ASE)

Neben der Lasertätigkeit spielt stimulierte Emission auch in anderen Phänomenen eine Rolle. So kann spontane Emissionsstrahlung durch das Auftreten von stimulierter Emission in einem Gewinnmaterial verstärkt werden. Man spricht dann von verstärkter spontaner Emission (engl.: ASE, Amplified Spontaneous Emission).

In einigen Fällen wird ASE ausgenutzt, um zum Beispiel in Fasern ”spiegellose“Lasertätig- keit zu erzeugen. In der Regel ist ASE in Laseranwendungen aber von Nachteil, da es eine der Hauptursachen für Rauschen darstellt und so unter anderem das Signal-Rausch-Verhältnis von Erbium dotierten Faserverstärkern (engl.: EDFA, Erbium Doped Fiber Amplifier) limi- tiert. ASE ist ebenfalls ein Problem in nacheinandergeschalteten Strahlungsverstärkern. Die von einer Stufe erzeugte ASE-Strahlung wird in den folgenden Stufen verstärkt und entzieht dem eigentlichen Nutzsignal Energie. Außerdem trägt ASE zum Sättigungseffekt bei, der bei vielen Lasern in der Leistungskennlinie in hohen Strombereichen zu beobachten ist.

Es gibt verschiedene Modelle, um die durch ASE erzeugte Strahlung quantitativ zu be- schreiben bzw. zu berechnen. Deren Darlegung würdeüber den Rahmen dieser Einführung hinausgehen. Entsprechende Herleitungen können in den Artikeln von Linford ¹³, Cas- peron ¹⁴ oder Svelto ¹⁵ nachgelesen werden. Allgemein ist ASE an das Vorhandensein von angeregten Zuständen in einem Material gebunden, welche durch stimulierte Emission rekombinieren.

Wenn sich ein spontan emittiertes Photon durch das Emissionsmaterial ausbreitet, kann es andere angeregte Moleküle zur Emission stimulieren. Der Gewinn G, den ein einzelnes Photon durch ASE erzielt, hängt von der Gewinnkurve des Materials, also dem Gewinnkoeffizienten g für die Wellenlänge des Photons, und von der Pfadlänge l, welche das Photon im Material zurücklegt, ab.

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Da die Verstärkung an der Peakwellenlänge des Gewinnspektrums am größten ist, kommt es zu einer Verschmalerung des Emissionsspektrums, welche in ¹⁶ folgendermaßen ausgedrückt wird:

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Bild 2.14.: Amplified spontaneous emission: a) Verschmalerung des Spektrums bei Anregung mit Verstärkung G, gepunktet: Gewinnkurve des Materials, b) Verhältnis der Halbwertsbreiten von ASE und spontaner Emission.

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Dabei bezeichnet Ip das Intensitätsmaximum von ASE, Iν die Intensität von ASE bei der Frequenz ν, gν den Gewinnkoeffizienten des Materials bei der Frequenz ν sowie gp dessen Maximum. In Bild 2.14 a) ist neben der Gewinnkurve des Materials (gepunktet) zum Ver- gleich die Intensitätsverteilung bei ASE normiert auf das jeweilige Maximum dargestellt. Man erkennt deutlich eine Einengung des Spektrums, die mit dem Gewinn G zunimmt.

Für die Berechnung wurde das Gewinnspektrum vereinfacht als Gaußverteilung angenommen. Für das Verhältnis der Halbwertsbreite der ASE-Verteilung zur Halbwertsbreite der spontanen Emission ergibt sich dann

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Dieser Zusammenhang ist in Bild 2.14 b) dargestellt. Es kommt also generell bei Einsetzen von stimulierten Rekombinationsprozessen zu einer Einengung des Spektrums, nur ist diese ab einem Wert gl > 1 besonders ausgeprägt. Dieser Wert wird in vielen Literaturstellen als Schwellenwert für ASE-Tätigkeit definiert [17, 18]. Neben der Einengung des Spektrums kommt es durch stimulierte Emissionsprozesse auch zu einer Verkleinerung der Abklingzeiten der Lumineszenz.

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Bild 2.15.: Amplified Spontaneous Emission: Richtcharakteristik ¹⁹.

Desweiteren führt ASE auch zu einer ausgeprägten Richtcharakteristik. Normale spontane Emission wird gleichmäßig in alle Raumrichtungen abgestrahlt. Tritt nun ASE in Erschei- nung, werden die Photonen besonders verstärkt, die sich möglichst weit im Material aus- breiten. Dadurch ist die Intensität der Strahlung, die sich entlang der Hauptausdehnung des Materials bewegt, besonders hoch ²⁰. In Bild 2.15 ist dieser Zusammenhang anhand eines zylindrischen Materials dargestellt. Die Richtcharakteristik von ASE ist auch die Ur- sache für die Leistungssättigung in oberflächenemittierenden Leuchtdioden, die bei großen Strömen beobachtet wird. Wenn der Gewinn beim Betrieb dieser Dioden die ASE-Schwelle erreicht, werden besonders Photonen in der horizontalen Achse verstärkt, während der An- teil der senkrecht abgestrahlten Nutzphotonen abnimmt. Man bezeichnet solche Dioden als superlumineszente LEDs ²¹.

Die Weglänge der Photonen im Material kann durch Reflexionen an Grenzflächen, wie in einem Fabry-Perot-Resonator, vergrößert werden. In solch einem Resonator ist es allerdings schwierig, ASE nachzuweisen, da die Kammfiltercharakteristik des Resonators ähnliche Ei- genschaften wie ASE aufweist. Die Halbwertsbreiten der sich ausbildenden Resonanzen wer- den im allgemeinen durch die Güte des Resonators und nicht durch die Verschmalerungs- eigenschaft von ASE bestimmt. Um ASE nachzuweisen, verwendet man Resonatoren sehr kleiner Güte, wie sie entstehen, wenn man anstelle von Spiegeln nur den Brechzahlsprung zwischen dem zu untersuchenden Material und umgebender Luft bzw. Substrat für die Refle- xion benutzt. In ²² wurden Schichten aus organischen Emittermaterialien auf Glassubstrate aufgebracht und das Photolumineszenzspektrum in Abh¨ angigkeit vom Pumplicht aufgenommen. ASE zeigte sich erst in Form einer Schulter im PL-Spektrum und bei gr¨ oßerer Pumpintensit¨ at als scharfe Resonanz.

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¹ C. W. Tang, S. A. VanSlyke: Organic electroluminescent diodes. Appl. Phys. Lett. 51 (1987), 913–915. 1, 9

² A. B¨ ohler: Organische Elektrolumineszenz-Displays. Dissertation, Fakult¨ at fur Maschi- ¨ nenbau und Elektrotechnik der Technischen Universit¨ at Braunschweig, 1998. 1, 7, 8, 9, 10, 70

³ K. J. Ebeling: Integrierte Optoelektronik: Wellenleiteroptik, Photonik, Halbleiter. Berlin: Springer 1992. 5, 13

⁴ I. H. Campbell, D. L. Smith: Schottky energy barriers and charge injection in metal/alq/metal structures. Appl. Phys. Lett. 74 (1999), 561–563. 8, 10

⁵ D. Ammermann: Organische Leuchtdioden. Dissertation, Fakult¨ at fur Maschinenbau ¨ und Elektrotechnik der Technischen Universit¨ at Braunschweig, 1997. 8, 11

⁶ T. Benstem: Organische Mikroresonator-Leuchtdioden mit spektral und r¨ aumlich eingeengter Emissionscharakteristik. Diplomarbeit, Institut fur Hochfrequenztechnik an der ¨ Technischen Universit¨ at Braunschweig, 1998. 12

⁷ A. Yariv: Optical Electronics. Philadelphia: Saunders College Publishing 4. Aufl., 1991. 12

⁸ D.-R. Schmitt: Herstellung und Messung verlust- und streulichtarmer Laserspiegel. Dissertation, Fakult¨ at fur Maschinenbau und Elektrotechnik der Technischen Universit ¨ ¨ at Braunschweig, 1990. 15, 16, 16

⁹ A. Dodabalapur, L. J. Rothberg, R. H. Jordan, T. M. Miller, R. E. Slusher, J. M. Phillips: Physics and applications of organic microcavity light emitting diodes. J. Appl. Phys. 80 (1996), 6954–6964. 18

¹⁰ H. Fouckhardt: Photonik. Stuttgart: B. G. Teubner 1994. 18

¹¹ E. F. Schubert, N. E. J. Hunt, R. J. Malik, M. Micovic, D. Miller: Temperature and Modulation Characteristics of Resonant-Cavity Light-Emitting Diodes. Journal of Lightwave Technology 14 (1996) 7, 1721–1728. 19

¹² G. Bj¨ ork: On the Spontaneous Lifetime Change in an Ideal Planar Microcavity– Transition from a Mode Continuum to Quantized Modes. IEEE J. Quantum Electronics 30 (1994), 2314–2318. 20

¹³ G. J. Linford, E. R. Peressini, W. R. Sooy, M. L. Spaeth: Very Long Lasers. Appl. Optics 13 (1974), 379–384. 20

¹⁴ L. W. Casperson: Threshold characteristics of mirrorless lasers. J. Appl. Phys. 48 (1977), 256–264. 20

¹⁵ O. Svelto, S. Taccheo, C. Svelto: Analysis of amplified spontaneous emission: some corrections to the Linford formula. Optics Comm. 149 (1998), 277–282. 20

¹⁶ O. Svelto: Principles of Lasers. New York: Plenum Press 4. Aufl., 1998. 20, 44

¹⁷ A. I. Lvovsky, S. Hartmann: Omnidirectional Superfluorescence. Phys. Rev. Lett. 82 (1999), 4420–4423. 21, 23

¹⁸ A. Haugeneder, M. Neges, C. Kallinger, W. Spirkl, U. Lemmer, J. Feldmann: Nonlinear emission and recombination in conjugated polymer waveguides. J. Appl. Phys. 85 (1999), 1124–1130. 21

¹⁹ C. Rulli`ere: Femtosecond Laser Pulses Principles and Experiments. Berlin: Springer 1998. 22, 37

²⁰ M. D. McGehee, R. Gupta, S. Veenstra, E. K. Miller, M. A. D´ iaz-Garc´ ia, A. J. Heeger: Amplified spontaneous emission from photopumped films of a conjugated polymer. Physical Review B 58 (1998), 7035–7039. 22

²¹ J. Singh: Semiconductor Optoelectronics Physics and Devices. New York: McGraw-Hill 1995. 22

²² A. Dodabalapur, M. Berggren, R. E. Slusher, Z. Bao, A. Timko, P. Schiortino, E. Laskowski, H. E. Katz, O. Nalamasu: Resonators and Materials for Organic Lasers Based on Energy Transfer. IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics 4 (1998), 67–74. 22