Инжекция неосновных носителей тока

Особенность решения вопросов инжекции при конструировании светоизлучающих диодов, в которых, как правило, одна из областей p-n-структуры оптически активна, т.е. обладает высоким внутренним квантовым выходом излучения, заключается в том, что для получения эффективной электролюминесценции вся инжекция неосновных носителей должна направляться в эту активную область, а инжекция в противоположную сторону – подавляться.

Если активная область p-типа, то необходимо, чтобы электронная составляющая диффузионного тока преобладала над дырочной, а интенсивность рекомбинации в области объемного заряда была низка. Коэффициент инжекции _n ,т.е. отношение электронной компоненты тока I_n0 к полному прямому току I=I_n0 + I_p0, определяется по формуле

, (1)

где N_d и N_a –концентрация доноров и акцепторов в n- и p-областях, L_p, L_n – диффузионная длина дырок и электронов; D_p, D_n – диффузионная длина дырок и электронов. Из выражения (1) следует, что для получения величины _n , близкой к 1, необходимо, чтобы N_d  N_a, L_p  L_n, D_n  D_p. Решающую роль, безусловно, имеет обеспечение соотношения N_d  N_a. Однако повышение концентрации носителей в инжектирующей области имеет свои пределы. Как правило, значения N_d не должно превышать (1-5)10¹⁹ см^-3, так как при более высоком уровне легирования возрастает концентрация дефектов в материале, что приводит к увеличению доли туннельного тока и ухудшению, тем самым, инжектирующих свойств p-n-перехода. Как будет видно из дальнейшего изложения, для повышения внутреннего квантового выхода излучательной рекомбинации в прямозонных полупроводниках необходимо повышать концентрацию носителей и в активной области, в связи, с чем возникают дополнительные трудности с обеспечением одностороннего характера инжекции. Таким образом, в гомопереходах существуют трудности по обеспечению высокого коэффициента инжекции носителей в активную область, обусловленные противоречивыми требованиями к легированию p- и n-областей для достижения высокого коэффициента инжекции и максимального квантового выхода электролюминесценции в активной области. В некоторых полупроводниках высокий коэффициент инжекции носителей в одну из областей p-n-перехода может быть обеспечен разницей в подвижности электронов и дырок (например, в GaAs). Также существуют светоизлучающие диоды, в которых люминесцируют обе области p-n-перехода, а также область пространственного заряда, и от эффективности излучательной рекомбинации в этих областях зависят важные характеристики: цвет свечения, сила света и т.д. В этом случае инжекция носителей в обе области должна носить дозированный характер, что предъявляет высокие требования к точности легирования областей p-n-структуры. Кардинальное решение проблемы односторонней инжекции дают гетеропереходы. Излучательная рекомбинация

Непосредственно процессу рекомбинации могут предшествовать диффузия носителей заряда, ускорение их полем, захват ловушками, образование свободных экситонов, диффузия свободных экситонов и захват их дефектом. Следовательно, рекомбинационные процессы обычно не сводятся к какому-либо одному простому виду, и люминесценция в полупроводниках может быть обусловлена различными по своей природе электронными переходами. Различают следующие виды излучательной рекомбинации: 1) межзонная рекомбинация, при которой электрон из зоны проводимости переходит в валентную зону на место дырки непосредственно, излучая энергию, несколько большую ширины запрещенной зоны; 2) экситонная рекомбинация, при которой электрон и дырка перед актом излучения связываются в свободный экситон, освободив часть энергии, равную энергии связи экситона.; 3) рекомбинация связанных экситонов, при которой примесный центр захватывает электрон и дырку, так что возбуждение целиком локализуется вблизи центра, после чего осуществляется излучательная рекомбинация; 4) рекомбинация свободных носителей на примесных центрах: электрон – акцептор или дырка – донор, при которой носитель захватывается на свой примесный центр, а затем рекомбинирует со свободным носителем противоположного знака; 5) межпримесная, или донорно-акцепторная, рекомбинация, при которой носители захватываются на свои примесные центры, а затем электрон переходит с донора на акцептор в процессе акта излучательной рекомбинации; для такого перехода необходимо частичное перекрытие волновых функций электрона и дырки; 6) внутрицентровые излучательные переходы, т. е. электронные переходы между двумя энергетическими уровнями, принадлежащими одному и тому же центру; 7) внутризонные излучательные переходы между подзонами одной и той жезоны, включающие «горячие» носители заряда.Соответствующие электронные переходы схематически изображены на рис 1. Механизмы 1 и 2 излучательной рекомбинации являются собственными, а механизмы 5, 4, 5 и 6 — примесными.

Рис. 1. Схематическое изображение электронных переходов, ответственных за различные механизмы излучательной рекомбинации в полупроводниках:

1 – зона-зона; 2,3 – рекомбинация свободных и связанных экситонов; 4 – рекомбинация свободного носителя со связанным на доноре (акцепторе); 5 – межпримесная излучательная рекомбинация; 6 – внутрицентровой переход; 7 – внутризонные переходы с участием “горячих” носителейРассмотрим некоторые механизмы излучательной рекомбинации, которые наиболее часто реализуются в СИД. Излучательная рекомбинация за счет прямых излучательных переходов зона – зона осуществляется в прямозонных полупроводниках (например, GaAs, InAs, InSb, GaSb). В этих полупроводниках абсолютный минимум зоны проводимости находится при том же значении квазиимпульса p=ħk (ħ=h/2, ħ – постоянная Планка, k – волновой вектор электрона), что и максимум валентной зоны. При межзонном переходе электрона в этом случае значение квазиимпульса электрона не изменяется, так как импульс фотона р=h /с много меньше среднего значения квазиимпульса электрона (_фот.10^-6 м; _эл. 10^-10 м). Такой переход с сохранением квазиимпульса характеризуется высокой вероятностью и является излучательным.

Рис. 2. Зонная диаграмма GaAs при 300 К в координатах энергия (Е) – волновой вектор электрона (k): и - прямой и непрямой энергетические зазоры

Полное число излучательных переходов в единице объема при межзонной рекомбинации R пропорционально концентрациям электронов и дырок:

R=B_rn_pp, (2)

где B_r - коэффициент рекомбинации; p –концентрация равновесных дырок в р-области. Величина B_r для прямозонных полупроводников порядка 10^-10 см³/с. Из формулы (2) следует, что чем выше концентрация основных носителей в активной области, тем выше вероятность излучательной рекомбинации и тем меньше связанное с ней время жизни неосновных носителей _изл,

_изл=1/ B_rp. (3)

Таким образом, повышение уровня легирования активной области повышает вероятность излучательной рекомбинации. Однако приближение уровня легирования к пределу растворимости примеси приводит к возникновению структурных дефектов, образующих безызлучательные центры рекомбинации. В связи с этим оптимальный уровень легирования активной области подбирают экспериментально. как правило, этот уровень составляет (1-10)10¹⁷ см^-3 для доноров и (0,3-3)10¹⁹ см^-3 для акцепторов.

Межзонное излучение имеет спектральную полосу с максимумом, энергия которого h_макс для невырожденного полупроводника на величину порядка kТ больше ширины запрещенной зоны Е_g. Примесное квазимежзонное излучение характеризуется энергией в максимуме спектра, меньшей ширины запрещенной зоны на величину порядка энергии ионизации примеси Е_а:

h_макс= Е_g.- Е_а+1/2 kТ . (4)

Рассматриваемые межзонные излучательные переходы конкурируют с безызлучательными и излучательными с другой энергией излучения, которые связаны с переходами электронов через одно или несколько промежуточных состояний. Источники этих промежуточных состояний – дефекты структуры, посторонние примеси и включения, глубокие центры, поверхностные состояния и т.п. В зависимости от интенсивности рекомбинации в конкурирующем канале меняется число носителей, принимающих участие в излучательной рекомбинации с энергией фотонов, соответствующей межзонной рекомбинации. Если обозначить время межзонной излучательной рекомбинации и конкурирующей соответственно _изл и _б.изл, то эффективное время рекомбинации _эф можно определить из равенства

1/_эф=1/_изл + 1/_б.изл. (5)

Эффективность излучательной рекомбинации будет пропорциональна

_изл=1/(1+_изл/_б.изл). (6)

Снижение доли безызлучательной рекомбинации – одна из важнейших задач технологии светоизлучающих диодов.

Для получения рекомбинационного излучения помимо прямозонных полупроводников могут быть использованы также и непрямозонные полупроводники. Однако эффективная излучательная рекомбинация в непрямозонных полупроводниках (GaP, GaAs_1-xP_x при x 0,4 и др.) может осуществляться только при наличии определенного промежуточного примесного центра. В отсутствие такого центра в рекомбинации зона-зона для сохранения импульса электрона должна принимать участие третья частица, роль которой могут играть фононы. Вероятность межзонной рекомбинации в этом случае резко снижается: например, значение B_r для GaP составляет 5.3710^-14 см^-3/с.

Роль примесного центра в непрямозонных полупроводниках заключается в том, что на нем образуется связанный экситон. К сожалению, выбор пригодных примесных центров весьма ограничен.