Gracias por visitar nature.com.Está utilizando una versión de navegador con soporte limitado para CSS.Para obtener la mejor experiencia, le recomendamos que utilice un navegador más actualizado (o desactive el modo de compatibilidad en Internet Explorer).Mientras tanto, para garantizar un soporte continuo, mostramos el sitio sin estilos ni JavaScript.Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 11480 (2022) Citar este artículoA pesar de una amplia gama de aplicaciones, los diodos emisores de luz ultravioleta profunda ofrecen eficiencias relativamente bajas en comparación con sus contrapartes ópticas.Un factor que contribuye es la menor eficiencia de extracción de luz debido tanto a los contactos p altamente absorbentes como a la reflexión interna total.Aquí, proponemos una estructura que consiste en una matriz periódica hexagonal de nanoagujeros cilíndricos en el contacto p de varias capas que se rellenan con platino.Esta nanoestructura reduce la absorción de la capa de contacto p, lo que genera una mayor emisión en el contacto n en comparación con una referencia plana.Una geometría óptima de la nanoestructura permite una eficiencia de extracción de luz del 15,0%, muy superior al típico 4,6% de una referencia plana.Si bien la nanoestructura reduce considerablemente la absorción de luz en el contacto p, todavía no puede reducir considerablemente la reflexión interna total.En consecuencia, el contacto p nanoestructurado debe combinarse con otras estrategias ópticas, como sustratos de zafiro nanoestructurados para aumentar aún más la eficiencia.A pesar de esto, la nanoestructura descrita en este trabajo proporciona un camino fácilmente realizable para mejorar la eficiencia de extracción de luz de los diodos emisores de luz ultravioleta profunda de última generación.Los diodos emisores de luz (LED) en el visible están contribuyendo a la revolución verde tecnológica1.La eficiencia energética de los LED se puede aprovechar para otras aplicaciones cambiando la longitud de onda de emisión.Los diodos emisores de luz ultravioleta profunda (DUV-LED)2 han generado un gran interés debido a sus numerosas aplicaciones3, como: purificación de agua4, impresión 3D y curado UV5, esterilización6,7, tratamiento de alimentos8, detección9 e incluso aplicaciones de seguridad10.La promesa de los DUV-LED solo se puede cumplir si la luz se puede extraer de manera eficiente, lo que se puede cuantificar mediante la eficiencia de extracción de luz (LEE)11.Un obstáculo hacia un LEE alto que todos los LED deben superar es la reflexión interna total (TIR).Esto describe que la luz queda atrapada dentro de un dispositivo debido a que tiene un índice de refracción más alto que el medio que lo rodea.En la Fig. 1a se muestra una representación esquemática de TIR.Para contrarrestar la TIR, se debe implementar un concepto de ajuste para redirigir la luz hacia el cono de escape, también representado en la figura 1a, lo que significa que puede salir del dispositivo.Se han desarrollado muchos de estos conceptos para LED, entre ellos superficies rugosas12,13, microlentes14,15, rejillas plasmónicas16, nanopartículas dieléctricas17,18, estructuras biomiméticas19, estructuras nanofotónicas20, cristales fotónicos21,22,23 y sustratos nanopatrones24.( a ) Esquema de sección transversal del dispositivo nanoestructurado que muestra el cono de escape y la reflexión interna total (TIR).(b) El dispositivo nanoestructurado que muestra la celda unitaria central de la red periódica (forma de diamante) con el contacto p, que llena completamente el espacio entre los nanocilindros, oculto para la visibilidad.El AlN, los pozos cuánticos múltiples (MQW) y las capas de contacto n también se han oscurecido parcialmente para su visibilidad.(c) La celda unitaria periódica del nanocilindro con capas parcialmente ocultas para visibilidad.Un segundo desafío para los DUV-LED es que los materiales estándar utilizados para el contacto p son altamente absorbentes25.Por lo tanto, al menos la mitad de la luz emitida se perderá debido a la absorción en el contacto p.Los intentos de reemplazar el contacto altamente absorbente con materiales de menor absorción constituyen un tema de investigación activo26,27,28.Sin embargo, actualmente no está claro si el voltaje y la vida útil de estos contactos alternativos pueden permanecer dentro de los límites aceptables5.La absorción en el contacto p también puede reducirse mediante nanoestructuración.Esto puede reducir tanto la absorción, aumentando así la reflexión del contacto p, como reducir la TIR al dispersar la luz en el cono de escape.Trabajos anteriores han estudiado el efecto de crear nanoagujeros en el electrodo metálico27 o nanovacíos en el propio contacto p29.En cambio, aquí proponemos nanocilindros dispuestos periódicamente del electrodo que están incrustados en el contacto p.Se ha demostrado que esta configuración puede acoplar eficientemente modos de viaje transversales a la radiación externa, dispersando así la luz atrapada hacia el exterior30.Debido a la solución multifacética a los problemas de los DUV-LED que proporcionan los contactos p nanoestructurados, su uso potencial debe analizarse cuidadosamente.Este documento se centra en la mejora de las propiedades ópticas de los LED DUV, incluido un contacto p nanoestructurado periódico.Sin embargo, la nanoestructuración del contacto puede socavar la calidad eléctrica del propio contacto p.Esto puede agravarse aún más si se utilizan materiales altamente reflectantes para el electrodo, como el Al27, que aumenta aún más la resistencia de contacto.Para evitar esto, buscamos nanoestructuras que puedan formar un contacto óhmico de gran área con la parte de tipo p de la heteroestructura DUV-LED para una inyección de portador eficiente.Los materiales de contacto típicos utilizados para lograr contactos óhmicos de tipo p de baja resistencia son paladio (Pd) y platino (Pt)5.En este trabajo empleamos Pt como material de contacto el cual tiene una reflectividad del 56% a 265 nm en aire e incidencia normal.El trabajo anterior ha tendido a centrarse en el Al como material de contacto con una reflectividad del 93 % a 265 nm en el aire y con una incidencia normal, pero con una resistencia de contacto más alta correspondiente.Al mismo tiempo, los contactos nanoestructurados deben penetrar profundamente a través de la parte no transparente del lado p para reducir la absorción óptica.Por lo tanto, aunque se centra en la respuesta óptica, este trabajo proporciona pautas para obtener un compromiso óptimo entre el rendimiento eléctrico y óptico.En las siguientes secciones, primero describimos el sistema DUV-LED con una nanoestructura integrada.A esto le sigue un informe detallado de los métodos numéricos empleados, incluido el método mediante el cual se puede contabilizar la nanoestructura periódica mientras se mantiene una fuente de dipolo casi aislada.Con este fin, empleamos un método que combina la integración de la zona de Brillouin y la integración espacial en la capa de pozos cuánticos múltiples (MQW) para obtener una solución que se aproxima a un conjunto de dipolos aislados distribuidos aleatoriamente que emiten luz en un entorno periódicamente estructurado.Habiendo desarrollado el modelo, lo aplicamos a un sistema periódico de nanocilindros de platino incrustados en el contacto p.La emisión del dispositivo tanto en el contacto n como en el exterior se analizan por separado.A continuación, se modifican los parámetros geométricos de la nanoestructura y se analiza su efecto sobre el LEE, incluido un examen detallado de la distribución angular de la emisión en el contacto n.Además, se evalúa la capacidad de la nanoestructura para dispersar la luz atrapada en el cono de escape del dispositivo.Esto permite que la nanoestructura propuesta se evalúe tanto para los aspectos de absorción reducida de contacto p como para una reducción en TIR.Para modelar la emisión de luz de los MQW y el eventual LEE, resolvemos las ecuaciones de Maxwell para la propagación de la luz dentro del sistema de materiales en capas y nanoestructurados.La luz es emitida por una fuente de dipolo dentro de la capa MQW, y la fracción de esta emisión que puede escapar del dispositivo al aire proporciona una estimación del LEE.A continuación, describimos los diferentes aspectos del diseño y las simulaciones con más detalle.El dispositivo nanoestructurado, que se muestra en la Fig. 1a, consta de un cilindro de platino (Pt) que se extiende desde el superestrato de Pt a través de una o más capas del contacto p multicapa.Debajo del borde inferior del cilindro, el dispositivo continúa como una pila plana de varias capas.Los cilindros se disponen periódicamente en una red hexagonal.La figura 1b muestra la periodicidad de la nanoestructura, así como la celda unitaria, con ciertas capas parcialmente eliminadas para visualizar mejor la nanoestructura cilíndrica.La nanoestructura se describe completamente por el diámetro del cilindro, la altura del cilindro y el paso de la red hexagonal de los cilindros que se muestra en la Fig. 1b, c.La relación de aspecto del nanocilindro viene dada por la relación entre la altura y el diámetro, \(AR=H/D\) .La pila multicapa DUV-LED utilizada como referencia en este trabajo se puede encontrar en las Refs.31,32,33, así como sus correspondientes índices de refracción y dimensiones.Las capas planas, de arriba a abajo, son: 30 nm de Pt de contacto (electrodo), 40 nm de GaN:Mg, 75 nm de Al0.285Ga0.715N:Mg, 25 nm de Al0.75Ga0.25N:Mg (estos tres capas forman el contacto p), 6 nm de AlN (capa de bloqueo de electrones), 18 nm de capas de pozos cuánticos múltiples (MQW) que alternan entre Al0.47Ga0.53N:Si (1 nm) como emisor y Al0.6Ga0 .4N:Si (5 nm) como barrera para actuar como confinamiento del portador (estos constituyen la capa activa), 1000 nm de Al0.9Ga0.1N:Si (el contacto n), 4 µm de AlN y un zafiro de 400 µm sustratoEsta información se resume, junto con el índice de refracción complejo asociado de cada material, en la Tabla 1. Notamos que AlN se ha utilizado como una capa de bloqueo de electrones debido a una mejor supresión de la luminiscencia parásita en comparación con Al(Ga)N:Mg35,36 .La nanoestructura empleada en el contacto p es periódica hasta el límite del dispositivo.Por lo tanto, modelamos solo la celda unitaria periódica y aplicamos condiciones de contorno periódicas en las direcciones laterales con condiciones de contorno transparentes en las direcciones verticales.Esto corresponde a un chip que efectivamente se extiende infinitamente en el plano x–y.Este método es válido cuando la emisión de luz se produce lejos de los límites físicos del dispositivo y la absorción del material impide que la luz se propague una gran distancia en el plano x–y.La luz emitida por un MQW se puede aproximar bien a través de una fuente de dipolo, con una posición arbitraria (dentro del MQW) y una fase arbitraria.Desafortunadamente, al aplicar condiciones de contorno periódicas, una fuente de dipolo dentro del dominio computacional también tendrá su fase replicada, lo que dará como resultado una matriz periódica de fuentes de dipolo idénticas que emiten luz de manera coherente.Para evitar esto, el trabajo previo ha tendido a basarse en el cálculo de grandes supercélulas en la dirección lateral27,29,37.En cambio, en este trabajo empleamos un método de integración de zonas de Brillouin para obtener una solución que aproxime un dipolo aislado en un dispositivo periódico, sin necesidad de calcular grandes supercélulas38,39.Esto tiene la ventaja de convertir una sola simulación con un gran dominio computacional en muchas simulaciones en dominios computacionales con un volumen mucho menor.Las fuentes se modelaron utilizando un dipolo periódico con una longitud de onda de emisión de 265 nm.Como se indicó anteriormente, la aplicación de una fuente de dipolo periódico conduce a efectos de interferencia artificiales y poco realistas ya que, en realidad, las fuentes no emiten de manera coherente entre sí.Para eludir esto, se puede realizar la integración sobre la fase de la fuente dipolar periódica.Con esto es posible obtener el campo eléctrico \({\text{E}}({\text{r}})\) resultante de una fuente dipolar aislada \({\text{J}}({\text {r}})\) con una integración de soluciones de campo eléctrico periódicas de Bloch,donde \({\text{BZ}}=\left\{{\text{k}}_{\text{B}}={\text{b}}\cdot \tau |\tau \in \left[ \mathrm{0,1}\right]\times \left[\mathrm{0,1}\right]\right\}\) es la zona de Brillouin definida por \({\left[{\text{b}} _{1}{,{\text{b}}}_{2}\right]}^{\text{T}}\cdot \left[{\text{a}}_{1}{,{\ texto{a}}}_{2}\right]=2\pi \left[\begin{array}{cc}1& 0\\ 0& 1\end{array}\right]\) .La matriz \(\text{a} = \left[{\text{a}}_{1}{,{\text{a}}}_{2}\right]\in\) \({\mathbb {N}}^{2\times 2}\) contiene los vectores de red de la estructura periódica subyacente.Los vectores de red son bidimensionales debido a la doble periodicidad.Los campos periódicos de Bloch \({\text{E}}_{{\text{k}}_{\text{B}}}\left({\text{r}}\right)\) son las soluciones a las ecuaciones de Maxwell con fuentes dipolares periódicas de Bloch \({\text{J}}_{{\text{k}}_{\text{B}}}\left({\text{r}}\right)\ ) , para diferentes vectores de fase \({\text{k}}_{\text{B}}\) .Este enfoque se basa en la transformada Floquet \({\text{J}}_{{\text{k}}_{\text{B}}}\left({\text{r}}\right)=\ sum_{{\text{l}}\in {\mathbb{N}}^{2}}{e}^{i{\text{k}}_{\text{B}}^{\text{T }}{\text{a}}\cdot {\text{l}}}{\text{J}}({\text{r}}-{\text{a}}{\cdot}{\text{ l}})\) y en la correspondiente transformada inversa de Floquet \({\text{J}}({\text{r}})\boldsymbol{ }=\frac{1}{|{\text{BZ}} |}{\int }_{\text{BZ}}{{\text{J}}}_{{\text{k}}_{\text{B}}}\left({\text{r} }\right)d{\text{k}}_{\text{B}}\) 38. Para realizar numéricamente la integral sobre la zona de Brillouin, aplicamos una regla trapezoidal con 16 vectores de Bloch \({\text{ k}}_{\text{B}}\) .Tenga en cuenta que esto conduce a una aproximación de la integral.Un aumento de los puntos de integración es comparable al uso de supercélulas con fuentes periódicas de Bloch con tamaño creciente.Tal supercélula se muestra en la Fig. 1b.Se demostró que los valores integrados de absorción en cada capa y la emisión de luz en el contacto n convergen cuando se usa un número creciente de vectores de Bloch a través de un estudio de convergencia.Utilizando 16 vectores de Bloch, se estimó que el error numérico en estos valores ya era inferior a 1×10−3.La figura complementaria S1 muestra la supresión de la interferencia entre dipolos vecinos mediante el empleo de la integración de la zona de Brillouin.Debido a la distribución espacial estocástica de las fuentes de dipolo en la capa MQW, la posición del dipolo también se integró usando la regla trapezoidal para aproximar la posición promedio del dipolo.Utilizamos 64 posiciones en una cuadrícula regular en el plano x–y en la posición vertical centrada en la capa MQW.La polarización de los dipolos emisores contribuirá en gran medida al LEE.En la literatura, se ha demostrado que la emisión de MQW basados ​​en AlGaN pasa de luz polarizada TE mayoritaria a TM polarizada para longitudes de onda inferiores a 265 nm40.Debido a la longitud de onda de emisión de 265 nm del dipolo en el presente trabajo, asumimos que la emisión es TE polarizada.La figura complementaria S2 muestra la dependencia del TM LEE con la altura del nanocilindro, lo que confirma que el TM LEE sigue siendo mucho más pequeño que el TE LEE incluso en presencia de la nanoestructura.La luz que dejaba el dominio computacional en el contacto n extendido se descompuso en ondas planas.Esto permite clasificar los modos por sus componentes de vector de onda transversal (kx, ky).Debido a las condiciones de contorno periódicas, solo se excita un conjunto discreto de componentes de vector de onda transversal.Estos dependen de la forma y el tono de la celda unitaria.La descomposición de la luz emitida en el contacto n en ondas planas permite manejar analíticamente la propagación a través del contacto n, la capa de AlN y el sustrato de zafiro.Esto es especialmente importante para el modelo actual debido al hecho de que esas capas tienen muchos cientos o incluso miles de longitudes de onda de espesor, lo que es computacionalmente muy exigente para un método riguroso.Por lo tanto, una propagación analítica de ondas planas es significativamente más eficiente que una solución FEM en estos dominios.Usando la ley de Snell, podemos calcular qué ángulos de emisión de luz no podrán escapar del dispositivo debido a TIR.El ángulo crítico a la normal del dispositivo (dirección z) para la luz que se propaga inicialmente en el contacto n para escapar del límite zafiro/aire es de 25°.La luz con un ángulo de propagación superior a este sufrirá TIR.Para tener en cuenta los efectos de difracción de la nanoestructura, es obligatorio un solucionador riguroso de las ecuaciones de Maxwell.Las geometrías nanoestructuradas incorporan una región metálica altamente absorbente con bordes bien definidos y suaves.El método de elementos finitos (FEM) es un método numérico muy adecuado para obtener una solución en este caso.Debido a la libertad de mallas no estructuradas y refinadas localmente, y grados polinómicos refinados localmente, FEM puede modelar eficientemente la interacción de la luz con dieléctricos y metales41.Los trabajos anteriores que modelan ópticamente la emisión de luz en DUV-LED han empleado principalmente el método de dominio de tiempo de diferencia finita (FDTD) para resolver las ecuaciones de Maxwell27,29,37,42.Debido a la cuadrícula regular utilizada en el dominio del tiempo de diferencia finita (FDTD), se requiere un mayor esfuerzo de cálculo para aproximar las superficies curvas de la nanoestructura cilíndrica en comparación con FEM.Usamos el paquete de software comercial JCMsuite, un solucionador riguroso para las ecuaciones de Maxwell que emplea FEM43.Observamos que el modelo propuesto que se basa en la integración de la zona de Brillouin en lugar de calcular grandes supercélulas no requiere FEM y podría emplearse utilizando otros métodos numéricos para resolver las ecuaciones de Maxwell, como el método de dominio de tiempo de diferencia finita (FDTD) o el análisis de ondas acopladas rigurosas ( RCWA).Como se muestra en la Fig. 1b, la nanoestructura periódica se puede dividir en una red de celdas unitarias.Restringir el volumen de cálculo a una celda unitaria reduce los costes de cálculo.Además, para optimizar los requisitos computacionales, el modelo de propagación de la luz se puede dividir en regiones en las que se requiere una solución general a las ecuaciones de Maxwell (en el campo cercano de la nanoestructura) y regiones en las que el análisis de propagación de ondas planas es suficiente (la pila planar). que consta de las capas de contacto n, AlN y zafiro).Las condiciones de contorno transparente en la dirección vertical (z) de la celda unitaria se realizaron utilizando capas perfectamente adaptadas (PML).Las longitudes de los elementos de la malla se establecieron localmente en cada material para garantizar que no fueran más largas que un cuarto de la longitud de onda local o la profundidad de la piel (para dieléctricos y metales respectivamente) en el material.Esto da como resultado una malla con longitudes laterales entre 15 y 60 nm.El grado de elementos finitos se seleccionó localmente en cada elemento utilizando un estimador a priori con una precisión objetivo de 1×10−4.Esto da como resultado valores típicos para el grado de elementos finitos entre 3 y 5. Se estimó que el error numérico de la absorción y la emisión de luz en el contacto n para la estructura de referencia es menor que 5×10−3 a través de un estudio de convergencia.Los datos del índice de refracción tabulados para los diversos materiales se tomaron de la literatura31,32,33 y se presentan en la Tabla 1. Debido a las simulaciones puramente ópticas, no se hacen suposiciones con respecto a los parámetros IV del dispositivo.La absorción tanto en el electrodo de Pt como en la capa de contacto p, así como la cantidad de luz perdida debido a TIR y LEE, se muestran en la Tabla 2. Estos resultados representan tres casos: una referencia plana y el LED nanoestructurado con dos diferentes alturas de nanocilindros.Las alturas de los nanocilindros describen una estructura de alta relación de aspecto (140 nm) y baja relación de aspecto (20 nm), ambas con un paso de 300 nm y un diámetro de 150 nm.La altura de 140 nm corresponde al LEE general más alto visto en este estudio, mientras que la estructura de 20 nm representa el LEE más alto disponible mientras mantiene la altura de la nanoestructura menor o igual a 20 nm.Comparando la nanoestructura de alta relación de aspecto con una altura de 140 nm con el caso plano, vemos que la absorción en el contacto p se reduce del 67,3 % a solo el 33,7 %.Sin embargo, la absorción en el electrodo de Pt aumenta al 13,1%.El efecto neto es que el 53,2 % de la emisión se transmite al contacto n, en comparación con el 31,8 % en el caso plano.Sin embargo, la cantidad de luz que sufre TIR aumenta hasta el 42,1%.En general, esto significa que la eficiencia de extracción de luz mejora del 4,6 al 11,1 %.En la última columna de la Tabla 2, comparamos la relación entre la cantidad de luz que se escapa (LEE) y la que se somete a TIR.Aquí vemos que, aunque la nanoestructura tiene pérdidas TIR más altas en general, la proporción de LEE a TIR aumenta en comparación con la estructura plana.Esto respalda la idea de que la nanoestructura es capaz de dispersar la luz emitida por la fuente dipolar hacia el cono de escape.Por lo tanto, el efecto neto es que el contacto p nanoestructurado puede reducir en gran medida la absorción inicial en el contacto p y redirigir parcialmente la luz hacia el cono de escape, pero aún una gran fracción de la emisión de luz se somete a TIR y se absorbe en una segunda interacción con el contacto p.Esto significa que el LEE casi se triplica en esta configuración, pero podría mejorarse mucho más con una reducción adecuada de TIR.Como se indicó anteriormente, también hemos considerado una estructura de relación de aspecto baja.Debido a la distancia a la capa activa, esta es una estructura más realista en términos de fabricación.Además, es probable que una nanoestructura tan poco profunda tenga menos efectos nocivos sobre el rendimiento eléctrico en comparación con la estructura de alta relación de aspecto.Esta estructura de baja relación de aspecto muestra una disminución más moderada en la absorción de contacto p, reducida de 67.3 a 51%, cuando se pasa del caso planar al nanoestructurado.A pesar de esto, se pierden cantidades similares de luz debido a TIR en comparación con el dispositivo de alta relación de aspecto.Además, la absorción en el contacto de Pt se limitó al 1% para esta nanoestructura poco profunda.Esto valida la elección de Pt como material de contacto para sistemas que buscan un equilibrio entre el aumento de LEE y la preservación de una alta eficiencia eléctrica.Esto da como resultado un LEE que aumenta de 4,6 a 8,0% en comparación con el caso planar.Este resultado sugiere que incluso una nanoestructuración relativamente superficial del contacto p puede tener un gran impacto en el LEE del dispositivo.Para determinar cómo los parámetros geométricos de la nanoestructura afectan tanto la absorción de contacto p como la extracción de luz, variamos los parámetros geométricos en los siguientes rangos:diámetro de 50 a 250 nm, siendo constantes la altura y el paso.altura de 20 a 140 nm, siendo constantes el diámetro y el paso.paso de 200 a 450 nm, mientras que la altura permanece constante y la relación entre el diámetro y el paso es la mitad.Los resultados de estos barridos paramétricos se presentan en las Figs.2, 3 y 4.( a ) LEE (azul) y potencia normalizada emitida en el sustrato (naranja) en función del diámetro de la nanoestructura.( b – d ) Distribución de potencia normalizada de los modos emitidos en el sustrato para un diámetro igual a 50 nm, 150 nm y 250 nm.El círculo exterior negro representa el límite de los modos de propagación, mientras que el círculo interior rojo representa el cono de escape limitado por TIR.( a ) LEE y potencia normalizada emitida en el sustrato en función de la altura de la nanoestructura.( b – d ) Distribución de potencia normalizada de los modos emitidos en el sustrato para una altura igual a 20 nm, 80 nm y 140 nm.El círculo exterior negro representa el límite de los modos de propagación, mientras que el círculo interior rojo representa el cono de escape limitado por TIR.( a ) LEE y emisor de potencia normalizado en el sustrato en función del paso de la nanoestructura.( b – d ) Distribución de potencia normalizada de los modos emitidos en el sustrato para un paso de 200 nm, 300 nm y 400 nm.El círculo exterior negro representa el límite de los modos de propagación, mientras que el círculo interior rojo representa el cono de escape debido a TIR.El efecto de variar el diámetro del nanocilindro tanto en el LEE como en la potencia emitida en el contacto n se muestra en la Fig. 2a.Vemos que tanto el LEE como la potencia emitida aumentan de forma no lineal al aumentar el diámetro, y que el LEE aumenta más en relación con la potencia emitida.Esto condujo al LEE general más alto observado del 15 % para el nanocilindro de 250 nm de diámetro.Notablemente, para este valor del diámetro, la cara circular del cilindro cubre el 63% del área de la celda unitaria.Esto deja solo el 37 % para el contacto p en sí, lo que puede tener un efecto perjudicial en la conducción del contacto p.La dependencia del LEE con el diámetro se puede entender descomponiendo la emisión en ondas planas, como en la Fig. 2b-d para los casos de 50, 150 y 250 nm de diámetro.Cada figura muestra un conjunto de puntos coloreados donde la posición se refiere a los componentes del vector de onda transversal (kx y ky) de la onda plana asociada, y el color representa la potencia normalizada emitida en ese modo (escala en el lado derecho).También se muestra el límite entre el espectro de propagación y evanescente, así como el cono de escape debido a TIR.Cada modo que se encuentra dentro del cono de escape tiene un ángulo de propagación de menos de 25° con respecto a la normal y, por lo tanto, contribuirá al LEE.El ángulo crítico se puede determinar mediante \({\theta }_{crit}=asin\left(\frac{{n}_{1}}{{n}_{2}}\right)\) donde \( {n}_{1}\) y \({n}_{2}\) son los índices de refracción del aire (1,0) y el contacto n (2,37), respectivamente.Las Figuras 2b–d demuestran que cuanto mayor es el diámetro, más se concentra la luz emitida dentro del cono de escape para su emisión al exterior.Por lo tanto, aumentar el diámetro tiene un impacto positivo en el dispositivo, tanto al reducir la absorción del contacto p como al concentrar la luz emitida en el cono de escape.El LEE y la potencia emitida se muestran en función de la altura de la nanoestructura en la Fig. 3a.Vemos que incluso para valores muy pequeños de la altura de la nanoestructura, el LEE aumenta significativamente de 4.6 a 8.0% con respecto a la referencia plana.Esto sugiere que incluso las nanoestructuras muy poco profundas tienen el potencial de aumentar la reflexión del contacto p.Tanto el LEE como la potencia emitida muestran un comportamiento oscilatorio en función de la altura del nanocilindro.En nuestras simulaciones, usamos una posición z fija de los dipolos emitidos (en el centro de la capa MQW) mientras promediamos sobre diferentes posiciones x–y.Debido a la posición z fija del dipolo, la posición de la superficie superior del nanocilindro producirá una interferencia constructiva o destructiva con la emisión del dipolo dependiendo de la distancia entre los dos.Esta es la fuente del comportamiento oscilatorio.Al mismo tiempo, la amplitud de las oscilaciones en el LEE y la potencia emitida aumentan a medida que aumenta la altura del nanocilindro.Esto puede entenderse como una consecuencia de la disminución en la cantidad de material de contacto p que atraviesa la luz antes de reflejarse en la interfaz superior del nanocilindro.Con el mayor valor de altura investigado de 140 nm, vemos el mayor aumento en LEE.Sorprendentemente, en este punto, el nanocilindro ha penetrado a través de todo el contacto p, lo que significa que solo está tocando la capa de AlN que bloquea los electrones, y no es factible un mayor aumento.Por otro lado, la Fig. 3b–d revela que la distribución de potencia en función del vector de onda transversal muestra poca variación con la altura (ver la barra de escala de la derecha).Para cada uno de los diferentes valores de altura mostrados, la distribución angular de la emisión permanece constante, estando una gran parte de la emisión fuera del cono de escape.Esto enfatiza el hecho de que no podemos ajustar la dependencia angular del espectro de emisión utilizando la altura del nanocilindro.En cambio, el impacto de un nanocilindro más alto es eliminar más material de contacto p absorbente, lo que lleva a un contacto p con menos pérdida y más reflectante.Esto aumenta directamente la potencia emitida en el contacto n.La variación de la potencia emitida y el LEE con el paso de la nanoestructura se muestra en la Fig. 4a.Mientras variaba el paso, la relación de aspecto del diámetro al paso se mantuvo constante en 0,5.El LEE tiene un pico en un paso de 300 nm, que es ligeramente mayor que la longitud de onda de emisión de 265 nm.El LEE se reduce rápidamente para tonos más pequeños que la longitud de onda de emisión.Al mismo tiempo, aumentar el tono a valores superiores a 300 nm muestra una disminución lenta de LEE.Las Figuras 4b–d muestran una distribución muy similar de la luz emitida sobre el vector de onda transversal, lo que sugiere que el cambio en LEE no depende de que se emita más o menos luz hacia el cono de escape.A pesar de ello, existe una dependencia del LEE sobre el terreno de juego.Una posible explicación de esto es que el acoplamiento entre el dipolo y los modos laterales de la nanoestructura se maximiza cuando la nanoestructura tiene un tono ligeramente mayor que la longitud de onda de emisión.La dependencia del LEE del tono de la nanoestructura sugiere que es un parámetro clave que debe optimizarse cuidadosamente para obtener dispositivos de alta eficiencia.Se debe lograr una compensación con las dependencias del diámetro y la altura, donde un diámetro y una altura más grandes generalmente conducen a un LEE teórico más alto, mientras que posiblemente tenga efectos adversos en el rendimiento eléctrico.Una vez que se ha encontrado un rango de parámetros óptimo para la funcionalidad óptica y eléctrica, se debe abordar la viabilidad de la fabricación.Las técnicas a escala de producción para el contacto p nanoestructurado, como las que se presentan aquí, están fácilmente disponibles, es decir, la litografía de nanoesferas44,45, la tecnología de nanoimpresión46, la litografía Talbot de desplazamiento47 y la interferometría láser22.Usando estas técnicas, eventualmente se pueden fabricar nanopatrones con tamaños laterales de hasta 100 nm.Todos los resultados mostrados hasta ahora se realizaron bajo el supuesto de que la luz que regresa de TIR se pierde.Para verificar esta suposición, hemos evaluado lo que llamamos el factor del cono de escape, que se muestra en la Fig. 5. Definimos este factor como la relación entre la luz emitida en el cono de escape y la energía incidente en la nanoestructura que regresa de el sustrato debido a TIR.Para calcular este factor, modelamos ondas planas incidentes en la nanoestructura provenientes del lado del sustrato, en lugar de fuentes dipolares.Los ángulos de incidencia de las ondas planas varían para ángulos polares θ de 0° a 85° y para ángulos acimutales φ de 0° a 360°.Luego calculamos la cantidad de energía reflejada que está contenida dentro del cono de escape en función de esos rangos angulares, con los resultados presentados en la Fig. 5. Para conocer la distribución angular de la luz que se emite al aire, consulte la Fig. S3 complementaria.Potencia normalizada dispersada en el cono de escape que depende del ángulo incidente de la luz que se ha reflejado desde el sustrato.Véase la figura 1a.para la descripción del cono de escape y múltiples pasos a través del dispositivo.Por ejemplo, si tomamos un modo incidente en el contacto p nanoestructurado con un ángulo polar de 30° y un azimut de 0°, solo alrededor del 2% de esa luz entrante se dispersará en el cono de escape.La integración del producto del factor del cono de escape y la reflexión dependiente del ángulo del sustrato debido a TIR en todos los ángulos da el LEE adicional de un segundo paso a través del dispositivo.Este procedimiento se puede repetir para varias pasadas utilizando valores calculados iterativamente de la reflexión del sustrato.Usando este análisis, estimamos que el LEE total que consiste en la emisión original de la región nanoestructurada, más dos reflejos de luz adicionales debido a TIR, da como resultado un aumento de 11.1 a 11.6%.Esto sugiere que la luz que regresa de las interfaces AlN/Zafiro y Zafiro/Aire, una vez atrapada a través de TIR, no se vuelve a dispersar apreciablemente en el cono de escape del dispositivo DUV-LED.El trabajo anterior sobre el beneficio óptico de los sustratos de zafiro estampados (PSS) ha demostrado que tienen un pequeño impacto en LEE para contactos p de baja reflexión48.Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.reps.(2020).Trans. IEEE.Nat.aplicacióncienciaJ. Medio Ambiente.Ing.Inactivación tolerante de la piel de patógenos multirresistentes utilizando LED UVC lejanos.cienciaIng. de AlimentosaplicaciónfísicaaplicaciónfísicaLetón.aplicaciónfísicaLetón.Jpn.físicaaplicaciónfísicaLetón.Zhang, H. et al.Optar.Lee, J. et al.Optar.físicaaplicaciónfísicaaplicaciónfísicaLetón.aplicaciónfísicaLetón.et al.aplicaciónfísicaLetón.J. física.Aplicación DfísicaElectrón.comúnJpn.Letón.Letón.Letón.aplicaciónfísicaAplicación ACS.Materia Energética.Res.(2020).(2018).Zhang, L. et al.Res.aplicaciónfísicaLetón.aplicacióncienciaZhang, Y. et al.aplicaciónfísicaLetón.aplicaciónfísicafísicafísicaOptar.et al.cienciaTecnologíaet al.Optar.Todos los autores han aprobado la versión final del manuscrito.Los autores declaran no tener conflictos de intereses.Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material.Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor.Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedItRegístrese para recibir el boletín informativo Nature Briefing: lo que importa en ciencia, gratis en su bandeja de entrada todos los días.