1 Appendix B LED - Funktion
2
3 Följande information har erhållits via personlig kommuniktion med representanter från Philips. Härmed riktas ett varmt tack till dessa och Philips LED Funktion Injection luminescence Den ljusgenererande processen i ett LEDchip benäms injection luminiscence. I denna process genereras ljuset genom rekombination av laddningsbärare (elektroner och positiva hål) som injiseras i en halvledare. Föreliggande bilaga beskriver denna process på ett övergripande sätt. Energiband och laddningsbärare Elektronerna i gaser och tunna media är placerade i små diskreta energinivåer i atomerna. I kristallina halvledare däremot formar de närliggande elektronerna i gittret olika breda nivåer så kallade band. I figuren visas hur banden ( energinivåerna) är relaterade till energiuppbyggnaden i ämnet. Gapen mellan banden innehåller i normala fall inga elektroner. I en kvantmekanisk modell uppkommer dessa band och gap när fria elektroner samreagerar med en en periodisk potential.. Energinivåer i gapen kan skapas när kristallstrukturen bryts av t ex andra ämnen. Dessa andra ämnen kan tillföras med avsikt att skapa mellanliggande nivåer. Figur1 Exempel på energinivådiagram för olika materialstrukturer; de nivåer som elektronerna kan befinna sig i (som funktion av energin). Till vänster atomer i en gas med att antal diskreta nivåer. I mitten ett perfekt kristallgitter med energiband och gap. Till höger ett kristallgitter med impurity atomer som medför att tillåtna nivåer uppstår i bandgapet. Enligt Pauliprincipen (kvantmekaniken) kan två elektroner inte hamna på samma energinivå. Alltså fyller elektronerna i ett fast ämne upp alla nivåer nerifrån och uppåt (energimässigt betraktat). När alla elektronerna i ett fast ämne har fyllt energinivåerna nerifrån uppkommer en energinivå som avgränsar fyllda nivåer från ofyllda; benäms Ferminivån. Vid absoluta nollpunkten går det en skarp gräns mellan ofyllda och fyllda nivåer. Vid alla andra temperturer uppstår en gradvis fyllnad av energinivåerna. Vid temperaturer ovan nollpunkten är Ferminivån den energinivå där 50% av alla nivåer är fyllda. Ferminivåns läge i relation till band och bandgap avgör ledningsegenskaperna hos ämnet. När en elektron
4 förflyttar sig i ämnet måste den glida över från nivå till nivå. För att detta skall kunna ske inom samma energiområde måste det finnas tomma nivåer som kan besättas av rörliga elektroner. I en ledare är Ferminivån lokaliserad mitt i ledningsbandet. Elektronerna strax under och strax över Ferminåvån kan besätta tomma nivåer och vandra fritt i ämnet. Om Ferminivån finns mellan två band i ämnet är det fråga om halvledare eller isolatorer. Bandet över Ferminivån benäms ledningsband och bandet under benäms valensband. I en isolator är valensbandet helt fyllt av elektroner och ledningsbandet helt fritt från elektroner. Förutsättningen för att ämnet skall kunna leda elektroner är: det finns elektroner i ledningsbandet som kan flyta mellan många lediga nivåer det finns lediga nivåer i valensbandet vilka möjliggör för elektroner att fylla hål och då samtidigt skapa ett nytt hål. Detta kan uppfattas så att hålen förflyttas längs ledningsbandet. I allmänhet är hål mindre rörliga än elektroner. Elektroner och hål har benämnigen laddningsbärare. Förmågan att förflytta laddningsbärare avgör skillnaden mellan halvledare och isolatorer; beror på energiavståndet mellan valens- och ledningsbandet. En ev (elektron volt) utgör det energitillskott en elektron erhåller när den passera ett energigap på 1 V; den total energi är då 1.6022 * 10-19 J. Halvledare har vanligen ett bandgap ( mellan valens- och ledningsband ) på 1-3 ev. Isolatorer har betydligt större bandgap. Figur 2. Figuren visar energibandstrukturen i en ledare, halvledare och isolator. Laddningsbärare kan skapas genom ett flertal olika processer. De viktigaste ät följande tre processer. Fotoexcitation En elektron i valensbandet absorberar en foton med tillräckligt hög energi för att flyttas upp i ledningsbandet. I de flest halvledare är det tillräcklig hög energi för processen om fotonen är i det infraröda eller närliggande våglängdsområdet. Processen skapar två laddningsbärare samtidigt; elektronen i ledningsbandet och det positiva hålet i valensbandet. Doping Atomer med en annan elektronkonfiguration tillförs halvledaren. Impurities är den avsiktligt valda benämningen. Jämfört med grundstruktursatomerna kan dessa impurities antingen ha en elektron extra
5 eller en elektron mindre än dessa. När den tillförda atomen har en elektron extra kan denna mycket lätt komma upp i ledningsbandet; benämning n-type doping. När atomen har en elektron mindre än värdstrukturens kan en elektron från de närliggande atomerna lätt fylla det uppkomna hålet och på så sätt skapa en positiv laddningsbärare i valensbandet; benäms p-type-doping. Injection Halvledaren utgör en del av en lagerstruktur som också innehåller andra halvledare eller metaller. Laddningsbärare genererade på andra ställen i kompositionen kan injiseras in den fotonskapande delen genom ett elektriskt fält. Fotonskapande eller fotonlös rekombination Den grundläggande fotonalstringsprocessen i en LED Laddningsbärare kan elimineras genom rekombination av ett hål och en elektron. I denna process glider en elektron ner från ledningsbandet till valensbandet. Då utsänds antingen en foton med en energi lika stor som energiavståndet mellan lednings- och valensband eller försvinner energin till omgivningen i form av värme. Luminiscensprocessen i en LEDkomposition inträffar i en junction; interfacelagret mellan två halvledarlager med olika dopingtyp (p och n). Om rätt basspänning kopplas till halvledarkompositionen injiseras elektroner från n-dopade lager till p-dopade lager och/eller hål från p-dopade lager injiseras i omvänd riktning. Vid junctionstället rekombinerar laddningsbärarna och ger upphov till en foton. Strålningslös rekombination I en halvledarkomposition (LED) kan rekombinationen av ett hål och en elektron ge upphov till en fotonlös förening. Energi avges då till omgivningen i form av värme. Detta är naturligtvis ingen önskvärd process och som dessutom skapar värme vilket i sin helhet höjer temperaturen och sänker den totala effektiviteten. Balansen mellan foton och fotonlös rekombination beskrivs med termen internal quantum efficiency och definieras enligt följande uppställning. Internal quantum efficiency = Number of fotons created / number of charge carriers injected För att åstadkomma en högeffektiv LED är det nödvändigt med ett halvledarmaterial med mycket effektiv fotonrekombination och med en mycket låg sannolikhet för fotonlös rekombination. Kan detta åstadkommas i en LED blir resultatet ett högt internal quantum efficiency. Halvledare kan ha antingen ett direkt eller indirekt bandgap. Halvledare med ett direkt bandgap har i allmänhet ett mycket högre internal quantum efficiency än halvledare med ett indirekt bandgap. Skillnaden mellan direkt och indirekt bandgap är avhängigt det momentum de nivåer har vilka är inblandade i rekombinationsprocessen. Den vågfunktion som beskriver laddningsbärarens funktion har en speciell våglängd l. Denna våglängd bestämmer elektronens momentum. När elektronen befinner sig i en nivå med en kort våglängd har den ett högt momentum och vice versa. Elektronens momentum kan beskrivas med vågvektorn k = 2 p/l. Energierna hos valensband respektive ledningsband beskrivs bl a av k-vektorn. I direkta bandgap är k-vektorn i ledningsbandet lika stor som den i valensbandet. I indirekta bandgap är k-vektorn hos valens- och ledningsband inte lika stora. En förändring av momentum hos elektronen måste då ske för att denna skall kunna hoppa ner i valensbandet t ex genom interaktion med halvledarens kristallgitterlager. Denna process är i allmänhet betydligt mindre effektiv vilket gör att de mest effektiva LEDmaterialen har direkta bandgap.
6 Figur 3. Figuren )visar energin för lednings-och valensband som en funktion av k-vektorn. I (a) ett direkt bandgap och i (b) ett indirekt bandgap. I (a) kan en elektron och ett hål rekombinera utan momentumändring. I (b) måste rekombinationen ske med hjälp av en tredje partikel som kan utjämna skillnaden i momentum. I (c) visas en situation där det finns två lokala minima i ledningsbandet; en från vilket en övergång är möjlig och en, i en högre energinivå, från vilken det krävs ytterligare en händelse för att göra en övergång möjlig. I vissa halvledare finns det mer än ett lokalt minimum i ledningsbandet och både en direkt och en indirekt övergång är möjlig. I dessa material är effektiviteten högre om nivån för den direkta övergången har en lägre energi än nivån för den indirekta övergången och om dessutom energiskillnaden DE mellan nivåerna är stor. När energiskillnaden blir mindre ökar andelen laddningsbärare som rekombinerar genom fotonlös övergång och processen ger upphov till ett mindre internal quantum efficiency. Många av de fotonfria övergångarna inträffar i speciella lägen benämda fotonfria rekombinationscenter. Dessa centra kan bestå av en impurity atom eller ett defekt kristalgitter som bryter kristallgittrets symmetri. Extra energinivåer i bandgapet kan uppstå på grund av detta och kan leda till att ett sådant center fungerar som en fälla för laddningsbärarna. Fotonfri rekombination uppkommer när fällan skapar en stege mellan lednings- och valensband. Längs denna stege kan elektronerna glida ner till valensbandet genom att energin frigörs som vibrationer och hela energimängden som var lagrad i elektronen övergår till värme istället för ljus. Detta innebär att inte enbart en foton förloras utan också att värme skapas vilket ställer till problem för den ljusalstrande processen. Att kunna tillverka rena högkvalitativa kristalllager av LED-material är en nödvändig förutsättning för att få högeffektiva LEDs. Detta är inte enbart avhängigt materialet i sig utan det krävs också att materialet på vilket LED växer och att de extra kristalllager som är en del av hela lagerstrukturen är högkvalitativa. En avgörande egenskap är också att kristalllagrets minsta enhet, kristallgitterkonstanten, är lika stor i närliggande gitterlager. Denna egenskap benäms gitter matching. När det föreligger stora skillnader mellan gitterkonstanten hos olika närliggande gitterlager blir lagren skeva och defekter kan lätt uppstå.
7 Figur 4. Konfigurationsdiagram för en fotonfri rekombination. C och V är lednings- och valensbanden. T är en lokal trappstege i rekombinationscentret, vilket vanligen är en impurity atom eller en defekt i kristallen, där elektronen kan glida ner längs en räcka energinivåer vilka inte finns i den rena kristallstruckturen hos halvledaren. Bågarna visar nergången för laddningsbäraren och här överförs all lagrad energi i form av värme till omgivningen. Sannolikheten för en laddningsbärare att stöta på ett rekombinationscenter som ger en fotonfri övergång minskas påtagligt när laddningsbärarnas rörlighet reduceras. Sådana tillstånd uppstår ofta naturligt när laddningsbärarna parvis kombineras till att forma så kallade excitions; löst ihopknutna förbindelser mellan en elektron och ett hål (bindningsenergi av storleken 10-3 ev). Excitons har en mycket begränsad rörlighet jämfört med obundna laddningsbärare. De är elektriskt neutrala och de bringas inte i rörelse genom det elektriska fältet så länge de förblir bundna. Excitons rörelse kan bli ytterligare reducerad genom kontrollerad infångning av antingen elektronen eller hålet eller båda. Detta kan effektueras genom: * oregelbundenhet hos halvledarföreningen vilket skapar fluktuationer hos bandgapenergin; excitionen är då infångad i ett område där bandgapenergin har ett minimun. * doping (n- eller p-type, eller båda samtidigt). Detta skapar en infångningssitution för laddningsbärarna vid dopingatomerna. Hos många halvledare är fotonskapande upplösning av bundna excitons, infångade på ett kontrollerat sätt den process som skapa flest fotoner. Figur 5. Rekombination av bundna excitons, skapade av (a) lokala inhomogeniteter i halvledaren och (b) dopad atom i det här fallet en n-type.
8 Injection, heterojunctions och kvantbrunnar Laddningsbärarna förs tillsammans genom injectionsmekanismer. Två halvledarlager, en med överflöd av elektroner och en med överflöd av hål ( detta kan åstadkommas genom atomdoping) är i direkt kontakt med varandra. Genom att lägga på ett elektriskt fält kan laddningsbärarna lätt strömma över mellan de två lagren och rekombinera. Det enklaste fallet illustreras i figur 6. Där visas bandstrukturen vid ett interface mellan ett n-dopat lager och ett p-dopat lager hos samma halvledarmaterial (benäms homojunction). Bandgapet är lika stort på varje sida av junction men dopingen har förändrat läget hos energibanden. Vid frånvaro av rätt framspänning är energibarriären så hög att knappast någon energibärare kan passera genom junction. När rätt framspänning är pålagd förändras energinivåernas lägen och barriären utgör inte längre något hinder för laddningsbärarna att passera junction. De kan flyta mellan lagren enbart medelst termisk energi. Processen benäms injection: laddningsbärarnas förbättrade rörelsebenägenhet genom ett pålagt elektriskt fält. Figur 6. Injectionsprocessen vid en homojunction hos ett p-dopat och ett n-dopat lager av samma halvledarmaterial i övrigt. Till vänster: illustration av processen när en elektron från n-lagret injiseras in i p-lagret och rekombinerar med ett hål och avger en foton. Till höger: (a) situationen vid frånvaro av framspänning och (b) situationen med pålagd framspänning som sänker barriären och möjliggör för laddningsbärarna att flyta över till det andra lagret. Processen vid en homojunction är enklast att beskriva men är förknippad med sådana nackdelar att den normalt inte används i LEDs. Den huvudsakliga anledningen är att bandgapen är lika stora i båda lagren: detta möjliggör återabsorbtion av fotonerna på båda sidor av junction. En annan nackdel framkommer när en optimering av internal quantum efficiency skall åstadkommas. Ofta eftersträvas ett läge där quantum efficiency är olika på båda sidor om junction och då möjliggörs en process där tillförseln av laddningsbärare är mest frekvent på den sida om junction där quantum efficiency är störst ( vanligen på p-type sidan). Beroende på detta eftersträvas en LEDkomposition som benäms heterojunction: en p-n junction där de två halvledskikten är baserade på olika material. En heterojunction visar i figur 7 att n- lagrets bandgap är konstruerat så att det är större än p-lagrets bandgap. På detta sätt kan fotoner genererade i p-lagret passera n-lagret utan absorbtion; beroende på att dess energi inte är stor nog att åstadkomma en fotonexcitation. Junction här uppvisar också en asymmetri. Barriären för elektronerna att flyta över till p-lagret är lägre än barriären för hål att flyta över till n-lagret.
9 Figur 7. (a) enkel heterojunction och (b) dubbel heterojunction. Bandgapets energi Eg2 hos det aktiva lagret är mindre än energin Eg1 hos det andra lagret. Det andra lagret är därför transparent för de skapade fotonerna. Den dubbla heterojunction är ännu mera fördelaktig. Det aktiva lagret där fotonerna skapas utgör ett tunt sandwichlager mellan två andra lager med större bandgap än i sandwichlagret. Fotonerna kan då passera dessa lager utan att absorberas. Vissa LEDs har mycket tunna lager med ett reducerat bandgap. När dessa lager har en tjocklek som är mindre än våglängden hos laddningsbärarna uppstår en så kallad kvantbrunn. I så tunna lager kan valensbandet reduceras till ett antal diskreta nivåer. Nivåernas lägen kan modifieras genom att lagrens tjocklek förändras. I kvantbrunnarna är det möjligt att låta laddningsbärarnas vågfunktioner överlappa bättre vilket ökar sannolikheten för fotonskapande rekombinationer. Den precisa lagerstruckturen hos en LED kan göras ganska komplicerad omfattande enkla eller dubbla heterostructurer och enkla eller flera kvantbrunnar med olika dopingstrukturer och odopade lager instoppade emellan. Ibland finns extra barriärlager insatta så att laddningsbärarna inte kan passera bortom det aktiva lagret. Inte bara den elektriska strukturen utan även mekaniska kristallstrukturen är betydelsefull. Gitterfel i kristallstrukturen kan medföra kristalldefekter som fungerar som fotonfria rekombinationscentra. Välskapade buffertlager kan ibland överbrygga den felaktiga kristallstrukturen. Figur 8.Figuren visar två exempel på lagerstrukturer för AlInGaP LEDs. Till vänster en dubbel heterostruktur. Till höger en multipel kvantbrunnstruktur med ett barriärhindrande lager ( benämt TSBC, tensile strain barrier cladding ) som stoppar rörelsen av elektroner från de aktiva lagren till p-type lagret.
10 De lagerstrukturer som utnyttjas idag utgör resultatet av mycket och omfattande arbete innebärande teoretiska beräkningar och övervägningar så väl som mycket trial-and-error. Några exempel visas i figuren. Utformningen av den exakta strukturen i en LED är ofta avgörande för funktion och prestanda och hemlighålls för det mesta av tillverkarna.
11 Verkningsgrad En av de mest avgörande funktionskriterierna är verkningsgraden. Verkningsgraden definieras som ljuskällans förmåga att förvandla den elektriska energin till ljus; mäts i lumen/watt (lm/w). Vid bedömning av denna parameter måste den ses också i relation till andra ljuskällekriterier som färgåtergiv- ningsförmåga(cri), ljusnedgång kontra livslängd, livslängd mm. När verkningsgraden (lm/w) ee skall beräknas delas den upp I följande faktorer ee = helectrical * h internal * hextraction * eo helectrical är den del av den totala elektriska energin (produkten spänning * ström) som passerar genom halvledaren. h internal är den del av den genomströmmande energin som förvandlas till fotoner hextraction är den del av den skapade strålningsenergin som kommer ut ur halvledaren till omgivningen eo är ljusomvandlingsfaktorn för respektive strålningmängd lm/w (beror av våglängden) De tre första faktorerna betecknar de olika processer som är nödvändiga för att skapa ljus (sända ut fotoner). Laddningsbärare måste injiceras och detta sker med effektiviteten helectrical. Laddningsbärare måste omvandlas till fotoner och detta sker med effektiviteten h internal. Slutligen lämnar fotonerna halvledaren och detta med effektiviteten hextraction. Den sista faktorn eo anger ögats känslighetsfaktor för respektive fotonvåglängd. Beroende på att LEDspektrum ofta är mycket smalbandigt kan eo anges påföljande sätt; 683 lm/w * V(l), där V(l) är ögats känslighetsfunktion för respektive våglängd. En annan ofta använd term är (W.P.E = strålningsenergi ut / elektrisk energi in) vilket är lika med den ovan angivna ee utan den fotometriska omvandlingsfaktorn till ljus: W.P.E = helectrical * h internal * hextraction. Lämpligen bör detta uttryck nyttjas vid gränsen för V(l) mot den infraröda eller blå delen av spektrum. När LEDs används i andra sammanhang än belysningblir det också ett mer adekvat begrepp. Begreppet external quantum efficiency beskriver effektiviteten vid alstring av fotoner och förmågan få dessa att lämna LEDmaterialet och erhålls genom följande uttryck h internal * hextraction; se figur 9. Den elektriska effektiviteten helectrical är I de flesta fall omkring eller over 90%. Internal quantum efficiency helectrical är direct avhängig optimeringen av halvledarmaterialets egenskaper och förbättras hela tiden som ett resultat av forskning och utveckling. I det infraröda området har effektiviteter upp till 100% erhållits med AlGaAs och ca 90% med AlIGaP. Den hitills uppnådda effektiviteten minskar mot kortare våglängder ner till ca 10% omkring 555 nm, ökar igen mot ännu kortare våglängder och uppgår till ca 60% i det blå området när InGaN utnyttjas; se figur. External quantum efficiency beror av halvledarmaterialets brytningsindex som normalt är ganska högt för de material som är lämpliga. Ofta kan inte mer än ca 20% av antalet genererade fotoner lämna materialet. Genom att förändra konstruktion och andra parametrar har det varit möjligt att få ut ca 50% av antalet genererade fotoner.
12 Figur 9. Inre Quantum Efficiency, IQE, [%] som funktion av våglängd (PS Martin, Lumileds, feb 2003) Effekter beroende på hextraction Ljusutvinningsbegränsingar beroende på brytningslagar Ljusbrytningslagar och särskilt TIR (total inre reflektion) villkoret begränsar möjligheterna att få ut ljuset från LED-chippet. Effekterna begränsar särskilt ljusutvinningen från lysdioder på grund av de höga brytningsindex för halvledarmaterial som utnyttjas vid ljusalstringen. Beroende på att brytningsindex ändras mellan två lager av halvledarmaterial blir resultatet att ljus som skall passera detta interface, när brytningsindex i det material som ljuset lämnar är högt, återreflekeras. tillbaka i stor utsträckning Figur 10. Illustration av händelseförloppet när ljus passerar mellan LED-chippet och omgivningen som har ett lägre brytningsindex. Ljus med infallsvinkel mindre än den kritiska vinkeln passerar och ljus med infallsvinkel större än denna återreflekteras in i chippet. När ljuset går från ett optisk tätare material (högt brytningsindex) till ett optiskt tunnare återreflekteras allt ljus över som infaller över en viss vinkel mellan ljusriktningen och normalen mot gränsytan. Detta
13 benäms total återreflektion (TIR). Även för infallsvinklar mindre än den kritiska vinkeln återreflekteras en del av ljuset. Figur 10 illustrerar grafiskt händelseförloppet. Fotoner skapade i chippet har ingen dominerande riktning och de fotoner som lämnar materialet och passerar ut till omgivningen gör detta inom en så kallad utträdeskon(se Figur 11). Infallsvinklarna är mindre än den kritiska vinkeln. Beroende på att brytningsindex för halvledarmaterial är förhållandevis högt jämfört med motsvarande för glas, vatten och luft (= 1.0) blir utträdeskonerna ganska begränsade. AllnGaP har brytningsindex ungefär lika med 3.4 vilket motsvarar en utträdeskon med en vinkel ca 17 grader. InGaN med brytningsindex ca 2.4 har utträdeskon med vinkel ca 24 grader. Som funktion av chippgeometrin kan flera utträdeskoner förekomma (Figur 11). Utträdesmängden kan beräknas enligt följande formel. Första delen av funktionen beskriver vinkeln för utträdeskonen och andra delen den mängd ljus som passerar ut för varje kon. Här endast angivet för normalt ljusinfall. I annat fall blir funktionen avsevärt mer komplicerad. För AllnGaP passerar endast 1.4 % ljus ut genom uträdeskonen. För InGaN lämnar 4% av ljuset materialet genom en kon och 19 % genom 6 koner( Figur 11). Genom att tillämpa speciella knep kan mängden utträdande ljus öka avsevärt. Figur 11.Ljusuträdeskoner a) en kon endast från ett tunt halvledarlager och ett absorberande substrat b) uträdeskoner på över och undersidan genom ett tunt halvledarlager och ett transparent substrat/spegel c) övre fönsterlager möjliggör 4 x ½ sidoutträdeskoner d) som i c men dessutom ett fönsterlager på botten e) över- och undersidafönsterlager möjliggör utträdeskoner på alla sidor f) som i e) men tillägg av transparent substrat möjliggör ytterligare en utträdeskon på undersidan.
14 Möjligheten att få utträdeskoner på enhetens sidor beror på tjockleken; för strukturer mindre än är ingen sidoutträdeskon möjlig. För enheter större än 60 kan en halv utträdeskon erhållas per kantsida. Den nödvändiga tjockleken beror av chipsytan och utträdeskonens största vinkel. För att minimera återabsorbtionen av ljuset görs det aktiva lagret tunt och så kallade fönsterskikt appliceras omkring det aktiva skiktet. Fönsterlager är strukturmatchade halvledarlager med större bandgap än det aktiva lagret. På sidorna av substratet utnyttjas transparenta substrat, effektiva speglar och braggreflektorer till att få mera ljus att utträda ur enheten. Braggreflektorer är konstruerade av flera lager av halvledarmaterial (strukturmatchade) med växlande högre och lägre brytningsindex. Med hjälp av sådana lager kan en hög reflektion erhållas för många olika våglängder och infallsvinklar. Interfacet LED omgivning; geometrisk utformning Olika geometriska utformningar av chipenhetens yttersidor kan utnyttjas för att erhålla en större ljusutträdesmängd. TIP (truncated inverted pyramid) är ett exempel på en sådan geometri som utnyttjas för AllnGaP-chips (Figur 12). Beroende på den listigt utformade geometrin ökar utträdesmängden av ljus med en faktor 1.5. Figur 12. Figuren visar principen för TIP (truncated inverted pyramid). Till vänster: schematisk skiss som visar ljus vilket inte hade kunnat komma ut ur enheten om en standardgeometri hade utnyttjats. Till höger: fotografisk bild av ett TIP chip. Encapsulent: reducerad brytningsmängddifferens och interfaceutformning Möjligheterna att modifiera chipformen är både kostnadskrävande och och i övrigt begränsade. En mera utnyttjad möjlighet är att omge det aktiva lagret med ett formbart material (med optisk kontakt med det ljusgivande lagret) vilket har ett brytningsindex mellan chippets och det för luft. Ett sådant material
15 Figur 13. Utträdeseffektivitens beroende av formen på gränsskiktet mot omgivningen; a) för en punktljuskälla i mitten av en sfär är utträdeseffektiviteten i det närmaste 100% b) pyramidformat gränsskikt mot omgivningen. benäms encapsulent. Ett typiskt sådant är kisel eller epoxygel.. Då förstoras utträdeskonen till gelen enligt. Om gelen ges en speciell form eller om en plastlins med optimerad form monteras i optisk kontakt med gelen blir denna nya utträdeskon lika med systemets utträdeskon exempelvis i fallet med en helsfärisk form (Figur 13). Figur 14. Figuren visar vinsten i utträdeseffektivitet hos en sfärformad encapsulant som funktion av brytningsindex för denna i relation till brytningsindex för två olika chips (AllGaP och InGaN). Antireflektionsskikt utgör en annan möjlighet att öka utträdeseffektiviteten. Ett SiO2 överdragsskikt resulterade i rapporterad ökning av utträdeseffektiviteten med 35%. Strukturerat gränsskikt Att modifiera ytstrukturen på skiktet på chippet utgör en annan möjlighet som uttnyttjas och är under utveckling. OSRAM föreslår användning av den så kallade ytstruktur- och tunnfilmsteknologin och här utnyttjas den inventerade pyramidformen (Figur 13) som då skalas ner till ett minimiformat på chipsytan. En mikrostrukturerad p-ganyta vilken innehåller metallcluster ger en förstärkningsfaktor ~1.7.
16 Metoderna att på olika sätt höja utträdeseffektiviteten är många och fler utvecklas. Förbättringar sker hela tiden och är kostnadskrävande men förhoppningsvis kommer det så småningom att leda till supereffektiva ljusalstringschips.