2) Іскровий розряд.Стримерна теорія іскрового розряду

Іскровий розряд виникає при порівняно великих тисках газу, близьких до атмосферного і тисках, що перевищують його. За цих умов напруга запалювання самостійного розряду висока. Одначе після іскрового пробою розрядного проміжку його опір різко зменшується, різко зростає струм, що призводить до перерозподілу спаду напруги в ланцюзі. Спад напруги на розрядному проміжку незначний. Основна його частина падає на опорі ланцюга і внутрішньому опорі джерела напруги.

Мал 15.1 Схема утворення від'ємного стримера.

Ці спостереження дозволяють виявити як утворення окремих електронно-іонних лавин у початковій стадії розвитку іскрового розряду, так і появу більш щільних скупчень іонізованих частинок, що поширюються зі швидкістю, що значно перевищує швидкість просування звичайної лавини. Ці утворення називаються стримерами.

При іскровому розряді спостерігаються стримери, що зароджуються близько анода і просуваються до катода (позитивні стримери), і стримери, що зароджуються біля катода і просуваються до анода (негативні стримери).

На відміну від теорії електронних лавин Таунсенда, розробленої для області низьких тисків, що розглядає розвиток розряду як багаторазове нарощування лавин, стримерна теорія іскрового розряду є теорією однолавинного пробою. Відповідно до цієї теорії через розрядний проміжок проходить тільки одна лавина, що викликає появу стримера.

Найбільш просто пояснюється утворення негативного стримера за допомогою рис. 15.1.

Під дією якогось стороннього чинника біля катода з'являється електрон. Рухаючись в сильному електричному полі, створеному анодним напругою, він зароджує електронно-іонну лавину І. Інтенсивна іонізація газу в лавині призводить до збільшення його електропровідності зменшенню падіння напруги на цій ділянці газу. Відповідно зростають напруга і напруженість електричного поля в просторі перед лавиною (між її головою і анодом).

3)Багатошарові гетероструктури

На наступному етапі розробок перейшли до багатошарових гетероструктур GaN/ /Ga1-xInxN з нелегованим активним шаром Ga1-xInxN товщиною до 2-3 нм. Фізичні принципи, які раніше використовувалися при створенні приладів на основі GaAs/Ga1-xAlxAs і GaAs/InxAlyGa1-x-yP, послужили створенню нових структур [8-10].

У надтонких шарах проявляються ефекти розмірного квантування - залежності енергетичного спектра електронів і дірок від товщини шару, коли остання порівнянна з довжиною хвилі де Бройля. Таким чином, відкрилася можливість регулювати колір свічення, змінюючи не склад напівпровідника, а товщину потенційної ями, званої в цих умовах квантової.

Структура світлодіода з множинними квантовими ямами являє собою досить складний "пиріг". На сапфіровій підкладці, після буферного шару AlN (товщиною 30 нм), вирощують товстий (4 мкм ) шар n-GaN: Si. Потім йде активний нелегований шар, що складається з п'яти квантових ям, що чергуються InxGa1 - xN (3-4 нм ) і бар'єрів GaN (4-5 нм). Ефективна ширина забороненої зони квантових ям InxGa1–x N відповідає випромінюванню від блакитної до жовтої області (450-580 нм), якщо склад активного шару змінюється в межах x=0.2-0.4; вона залежить і від товщини d. Розташований вище бар'єрний широкозонний шар p-Al0.1Ga0.9N: Mg (100 нм) інжектує дірки і узгоджує з решіткою верхнього шару p-GaN: Mg (0.5 мкм), на який нанесений металевий контакт Ni-Au. Другий металевий контакт ( Ti- Al) з нижнім шаром n - GaN створюється після зтравлювання частини структури

Рис.8 Схема світлодіода на основі гетероструктур типу InGaN/AlGaN/GaN з багатьма квантовими ямами .

Білет19