Физические основы работы светоизлучающих диодов Инжекция неосновных носителей тока

В основе работы полупроводниковых светоизлучаю-щих диодов лежит ряд физических явлений, важнейшие из них: инжекция неосновных носителей в активную область структуры электронно-дырочным гомо- или гете-ропереходом; излучательная рекомбинация инжектированных носителей в активной области структуры. В настоящей главе будут рассмотрены важнейшие физические явления, на основе которых функционирует светоизлучающий диод и которые необходимо учитывать при конструировании приборов различного назначения.

Явление инжекции неосновных носителей служит основным механизмом введения неравновесных носителей в активную область структуры светоизлучающих диодов (недаром эти приборы часто называют инжекционными источниками света). Вопросы физики протекания инжекционного тока в р—n-переходах рассмотрены в ра­ботах Шокли и многих монографиях. В обобщенном виде инжекция носителей р—п- переходом может быть представлена следующим образом.

Когда в полупроводнике создается р—n-переход, то носители в его окрестностях распределяются таким образом, чтобы выров-нять уровень Ферми. В области контакта слоев p- и n-типов элек-троны с доноров переходят на ближайшие акцепторы и образуется дипольный слой, состоящий из ионизованных положительных доно-ров на n-сторон и ионизованных отрицательных акцепторов на р-стороне. Электрическое поле

дипольного слоя созда-ет потенциальный барьер, препятствующий дальнейшей диффузии электрических зарядов.

При подаче на р—n-переход электрического смещения в прямом направлении U потенциальный барьер понижается, вследствие чего в р-область войдет добавочное количество электронов, а в n-область — дырок. Такое диффузионное введение неосновных но­сителей называется инжекцией.

Концентрация инжектированных электронов на границе р—n-перехода и р-области n'(х_p) определяется выражением

п'(Хр)=np*exp(еU/kT), (1)

где n_р—концентрация равновесных электронов в р-области; k—константа Больцмана; Т—температура: e—заряд электрона. Концентрация инжектированных носителей зависит только от равновесной концентрации неосновных носителей и приложенного напряжения.

Поскольку инжектированные носители рекомбинируют с основ­ными носителями соответствующей области, то их концентрация п'_р в зависимости от расстояния от р—n-перехода изменяется следующим образом (для электронов в р-области):

n'_p=n(x_p)exp[-(x-x_p)/L_n], (2)

где L_n — Диффузионная длина электронов. Как следует из формулы (2). концентрация избыточных носителей экспоненциально спадает по мере удаления от р—n-перехода и на расстоянии L_n (L_р)

уменьшается в e раз, где e » 2,72 (основание натурального лога­рифма).

Диффузионный ток In, обусловленный рекомбинацией инжек­тированных электронов, описывается выражением

I_n=eD_nn_p[exp(eU/kT)-1]/L_n (3)

где D_n — коэффициент диффузии электронов. Диффузионный ток дырок I_n описывается аналогичным выражением. В случае, когда существенны оба компонента тока (электронный и дырочный), об­щий ток I описывается формулой

I = (I_n0 + I_р0)*[exp(eU/kT) - 1], (4)

где

I_n0 = eD_n*n_p/L_n; I_p0=eD_p*p_n/L_p. (5)

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

g_n=L_pN_d/[L_pN_d+(D_p/D_n)*L_nA_a], (6)

где N_d и N_a — концентрации доноров и акцепторов в л- и р -областях. Из выражения (6) следует, что для получения величины g_п, 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 (или N_a) не должны превышать (1—5) • I0¹⁹ 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 р—n-перехода. Как будет видно из дальнейшего изложения, для повышения внутрен­него квантового выхода излучательной рекомбинации в прямо-зонных 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 структуры для достижения высокого коэффициента инжекции и максимального квантового выхода электролюминесценции в активной области. В некоторых полупроводниках высокий коэффициент инжекции носителей в одну из областей р—n-перехода может быть обеспечен разницей в подвижности элект­ронов и дырок. Так, в GaAs и других прямозонных соединениях высокий коэффициент инжекции элект­ронов в р-область может быть осуществлен за счет более высокой подвижно­сти электронов.

Следует отметить, что в последнее время появи­лись 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. п. 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. Свойства гетеропереходов, возникающих на границе раздела двух полупро­водников с различной шириной запрещенной зоны, описаны в ряде монографий. В зонной модели резкого n—р- и р—n-гетероперехода в отличие от зонной модели гомоперехода вследствие разности электронного сродства контактирующих веществ появляются разрывы в валентной зоне DEu и зоне проводимости DE_c. Наличие этих потенциальных барьеров при смещении перехода в пропускном направлении приводит к односторонней инжекции носителей тока из широкозонного материала в узкозонный практически независимо от уровня легирования n- и p-областей. Для обеспечения односторонней инжекции носителей с помощью гетероперехода достаточна разница в ширине запрещенной зоны около 0,1 эВ, так как отношение I_n/I_p пропорционально ехр(DE_g/kT).

Другая особенность гетеропереходов заключается в возможности получения в узкозонном полупроводнике концентрации инжектированных носителей, превышающей концентрацию основных носителей в широкозонном полупроводнике. Этот эффект называется суперинжекцией. Явление суперинжекции позволяет получить в активной области высокую концентрацию инжектированных носителей, недостижимую с помощью гомоперехода. В некоторых случаях о явлении суперинжекции говорят и тогда, когда концентрация инжектированных носителей в активной области при наличии гетероэмиттера превышает концентрацию носителей в активной области при том же токе в случае гомоперехода.

Для инжекции неосновных носителей в активную область структуры применяется также контакт металл — полупроводник (барьер Шоттки) или металл — диэлектрик — полупроводник. Такой контакт создают в тех случаях, когда получение р—n-перехода невозможно, например при использовании полупроводниковых соединений типа A^IIB^VI (ZnS, ZnSe), GaN и др. Эффективность инжекции носителей в полупроводник у барьеров' Шоттки весьма низка (не превышает 1%), что приводит к малым значениям КПД излучающих диодов даже при высоких значениях внутреннего квантового выхода излучения. В связи с этим барьеры Шоттки не нашли широкого применения при изготовлении излучающих диодов.

Помимо инжекции существует еще один механизм возбуждения электролюминесценции — это ударная ионизация при обратном смещении р—n-перехода до напряжения электрического пробоя. Этот механизм введения неравновесных носителей менее эффективен, чем инжекционный, из-за участия в нем разогретых носителей, которые часть энергии возбуждения передают решетке полупроводника. Кроме того, ударная ионизация требует высоких напряжений на р—n-переходе, вызывающих сильный перегрев р—n-перехода, который в отсутствие достаточного теплоотвода от кристалла может приводить к тепловому пробою и выходу прибора из строя.