Добавил:
ivanov666
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз:
Предмет:
Файл:Приборы квантовой и оптической электроники светоизлучающие и лазерные структуры. Курс лекций
.pdf
Выражения (4.12) и (4.13) позволяют наблюдать зависимости
потока излучения от приложенного напряжения, тока и температуры.
Инжекционная электролюминесценция гетеропереходов.
Контакты различных по химическому составу полупроводников называются гетеропереходами в полупроводниках. В таком
переходе изменяется ширина запрещенной зоны и другие фундаментальные свойства: зонная структура, эффективная масса
и подвижности носителей заряда, физико-химические и оптические свойства. Гетеропереходы обеспечивают одностороннюю
эффективную инжекцию носителей заряда, и это определяет
перспективность гетеропереходов для использования в лазерах и
светодиодах.
Рис. 4.3. Схемы p-n-гетероперехода (а, в) и n-p-гетероперехода
(б, г): а, б – при условии теплового равновесия; в, г – с прило-
женным прямым смещением
На рис. 4.3 представлена зонная диаграмма резкого гетероперехода без учета влияния заряженных состояний на границе
раздела. В отличие от обычного p-n-перехода в гетеропереходе
величины потенциальных барьеров для подвижных носителей
заряда могут существенно различаться, что заметно влияет на
51
их инжекционные свойства. Напряжение, включенное в прямом
направлении к p-n или n-p-гетеропереходу, приводит к односторонней инжекции из материала с большей шириной запрещенной зоны. Например, для p-n-гетероперехода разрыв DE
пре-
C
пятствует инжекции электронов в полупроводник с большей
шириной запрещенной зоны. Снижение экстракции электронов
из узкозонного полупроводника повышает квантовую эффективность электролюминесценции.
Рис. 4.4. Зонная диаграмма гетероструктуры, включенной
в прямом направлении
Последовательное создание слоев с отличающейся шириной
запрещенной зоны дает возможность изготовить эффективные
светоизлучающие гетероструктуры (рис. 4.4) для спонтанного
излучения. Излучение, образующееся в полупроводнике с меньшей шириной запрещенной зоны вблизи широкозонного окна,
выводится из структуры практически без самопоглощения.
Инжекционная электролюминесценция в структуре металл–полупроводник. В структуре с барьером Шоттки (ме-
талл–полупроводник) инжекция неосновных носителей заряда
происходит из инверсного слоя, образующегося в контакте в определенных условиях (поверхностно-барьерные диоды). Для образования поверхностно-барьерного диода работа выхода металла
должна иметь величину большую, чем у полупроводника n-типа
(или меньшую, чем у полупроводника p-типа), причем изгиб зон,
возникающий в приповерхностной области, должен быть таким,
чтобы уровень Ферми смещался в другую половину запрещенной
зоны по сравнению с объемом полупроводника (рис. 4.5).
52
Рис. 4.5. Зонная диаграмма структуры с контактом металл–
мп
2EgΦ ≥χ +∆
м
Φ
п
χ
полупроводник n-типа с образованным инверсным слоем:
a – в условиях равновесия; б – при прямом смещении
(1 – экстракция электронов; 2 – инжекция дырок;
3 – излучательная рекомбинация)
Необходимым условием формирования инверсного слоя для
полупроводника n-типа является выполнение соотношения
, где
– работа выхода металла,
– сродство к
электрону полупроводника (для полупроводника p-типа должно
выполняться обратное соотношение) (рис. 4.5). При включении
структуры в прямом направлении (рис. 4.5, б) возникает излучательная рекомбинация в области объемного заряда.
Такие структуры могут быть перспективны для индикации
синим, голубым и фиолетовыми цветами. Наиболее перспективными с этой точки зрения являются полупроводники AIIBVI, а
также GaN, с шириной запрещенной зоны более 2,5 эВ.
Инжекционная электролюминесценция в МДП-структурах.
В структурах на основе металл–полупроводник экстракция и
инжекция основных носителей заряда внешним электрическим
полем из области излучательной рекомбинации неэффективны,
что является существенным недостатком таких структур. Если
создать потенциальный барьер, можно устранить экстракцию
основных носителей. Таким барьером может служить слой диэлектрика между металлом и полупроводником.
53
Тонкий слой оксида между металлом и полупроводником может обеспечить туннелирование электронов в полупроводник
или из полупроводника (во втором случае это инжекция дырок).
На рис.4.6 представлена такая структура. Если к металлу приложить достаточно высокое положительное смещение, возникает
возможность для электронов туннелировать из валентной зоны
полупроводника. При этом в полупроводнике остаются дырки,
что приводит к излучательной рекомбинацию с электронами.
Рис. 4.6. Туннельная МДП-структура с приложенным напряжением U, обеспечивающим инжекцию дырок в полупроводник n-типа (М – металл, Д – диэлектрик, П – полу-
проводник); 1 – переход электрона из валентной зоны за счет
туннелирования; 2 –переход электрона из зоны проводимости
в валентную зону с излучением кванта света
В излучательной МДП-структуре диэлектрик должен быть
достаточно тонким, чтобы при определенном напряжении
(qU ≈ DEg) дырочный ток был бы способен возбуждать интенсивное излучение (при площади диода 0,1…1 мм2 ток должен быть в
пределах 1…10 мА). Диэлектрик также должен препятствовать
переходу электронов из полупроводника в металл, т.е. не быть
туннельно-прозрачным. Уровень Ферми в диэлектрике до приложения напряжения должен находиться как можно ближе к
валентной зоне.
Кроме определенных требований к диэлектрику по толщине
и характеристикам для снижения скорости безызлучательной
рекомбинации требуется высокое качество границы между металлом и полупроводником. В настоящее время удается изготав-
54
ливать излучающие МДП-структуры с достаточно эффективной
электролюминесценцией при относительно невысоких рабочих
напряжениях, например, светодиоды на основе сульфида цинка
с голубым цветом рекомбинационной люминесценции.
Электролюминесценция в структурах при ударном возбуж-
дении полупроводника. Излучение также может быть получено
за счет преобразования электрической энергии при ударной ионизации люминесцентных центров электронами, образованными в сильных электрических полях при обратном смещении.
Последующий переход центра в состояние равновесия может
приводить к излучению света.
Аналогичным процессом является ионизация полупроводника при лавинном или туннельном пробое в сильном электрическом поле. Поле, требуемое для осуществления указанных
процессов, быть получено в обедненном слое барьеров Шоттки
(рис. 4.7) при обратном смещении.
Рис. 4.7. Зонная диаграмма структуры с контактом металл–
полупроводник при условии приложенного высокого обратно-
го смещения: 1, 2 – туннельная ионизация; 3, 4, 5 – ударная
ионизация
Приложенное внешнее поле создает сильный изгиб зон, необходимый для появления туннельной (рис. 4.7, переходы 1, 2, 3)
и ударной ионизации (рис. 4.7, переходы 4, 5). В результате в таких структурах возникает люминесценция.
Для возникновения ударной ионизации необходимы напряженности электрического поля меньшие, чем при ионизации,
образующейся туннельным путем. Поэтому второй механизм менее вероятен.
55
Если возбуждение структуры проводить импульсным или
переменным полем, выход носителей заряда из полупроводника
снижается по сравнению с постоянно действующим полем. Поэтому улучшаются условия излучательной рекомбинации избыточных носителей.
На основе инжекционной электролюминесценции действуют
светоизлучающие приборы на основе униполярных полупроводников в синей, голубой и фиолетовой областях спектра (структуры металл–полупроводник, металл–диэлектрик–полупроводник, структуры при ударном возбуждении полупроводника).
Для получения излучения красного, зеленого и желтого цвета индикации в дискретных светодиодах и буквенно-цифровых
матрицах применяются фосфид галлия и твердые растворы арсенид–фосфид галлия, арсенид галлия–алюминия.
56
5. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ИСТОЧНИКИ
( )
11 1
n nR nNR
τ= τ + τ
( )
i n nR nNR nNR nR
η =τ τ =τ τ +τ
НЕКОГЕРЕНТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Полупроводниковые светодиоды, знакосинтезирующие индикаторы и излучающие инфракрасного диоды относятся к полупроводиковым источникам некогерентного излучения.
Полупроводниковые светодиоды или светоизлучающие диоды (СИД) – твердотельные приборы, в которых электрическая
энергия преобразуется в оптическую в результате инжекционной рекомбинационной электролюминесценции.
Основными областями применения СИД являются сигнальная индикация, подсветка надписей, формирования меток на
экранах, шкалах, вывод информации в измерительных приборах, функциональные применения – контроль быстродействующих фотоэлектронных умножителей (ФЭУ), маркировка фотопленок и т.д. Такие светодиоды называются индикаторными.
5.1. Основные физические параметры
полупроводниковых излучающих приборов
Областью, в которой формируется излучение в светоизлучающих приборах (активная область), как правило, является p-область. Неравновесные электроны, инжектированные в
p-область, могут рекомбинировать с образованием излучения
или безызлучательно с излучательным tnR или безызлучательным t
временами жизни. Обратные величины этих характе-
nNR
ристических времен показывают вероятности излучательной
или безызлучательной рекомбинации в единицу времени. Отношение вероятности излучательной рекомбинации к полной
вероятности рекомбинации
величину, характеризующую излучательные свойства полупроводника излучающего прибора – внутренний квантовый выход
излучения:
Влиять на значение h
ка, получением полупроводника с более совершенной кристаллической решеткой. В некоторых соединениях можно добиться
Внутренний квантовый выход h
. (5.1)
можно легированием полупроводни-
i
i
представляет
57
значения внутреннего квантового выхода, близкого к единице.
n
ii
I
q
Φ=η
пр
1ii
I
K
q
Φ= η
( )
E
E
n
Iq
Φ
η=
Величина h
определяет количество фотонов, образующихся в
i
активном слое светоизлучающего прибора инжектированными
электронами.
Если в светоизлучательных приборах (СИП) толщина
p-области больше диффузионной длины электронов в этой области, то количество образующихся фотонов F
, формирующихся в
i
активной области за 1 с, равно числу инжектированных электронов, умноженному на внутренний квантовый выход излучения:
, (5.2)
– ток инжекции электронов; q – заряд электрона.
где I
n
При расчете F
Дырочная составляющая инжекционного тока I
надо также учитывать токовые потери в СИП.
i
не приводит к
p
образованию квантов света в СИП и создает потери электрической энергии при преобразовании в световую. Потери электрической энергии описываются коэффициентом токовых потерь
. Если омические потери на последовательном сопротивлении
K
1
невелики и ими можно пренебречь, то коэффициент токовых потерь определяется коэффициентом инжекции, потерями, связанными с туннельным током и током в области пространственного заряда СИП.
Исходя из этого число квантов оптического излучения, излучаемых за 1 с в объеме полупроводника светоизлучательного
прибора F
, с учетом токовых потерь
i
где I
тонов, испускаемых за 1 с во внешнюю среду FE, к числу электронов, инжектированных в активную область за 1 с:
58
, (5.3)
– прямой ток СИП.
пр
Внешний квантовый выход h
E
Внешний квантовый выход – это отношение общего числа фо-
. (5.4)
Внешний квантовый выход СИП определяется потерями об-
( )
крит
крит
2
2
в
0
2
0
п
0
1
cos 2 sin sin
n
fI d
I
n
θ
= θ⋅ π θ θ= θ =
π
∫
разованного излучения при выходе из активной области прибора
во внешнюю среду. Потери генерированного излучения в СИП
включают: внутреннее отражение излучения от границы, падающего под углом больше критического, на границе полупроводник СИП–воздух; френелевское отражение излучения, падающего на границу раздела полупроводник–воздух под углом
меньше критического; поглощение излучения контактами; поглощение излучения в объеме полупроводника СИП.
В связи с тем что коэффициенты преломления полупроводника nп и воздуха nв сильно отличаются, потери на внутреннее отражение излучения наиболее существенны. Величина критического угла q
между нормалью к поверхности и направлением
крит
движения светового луча определяет долю излучения, выходящего через поверхность СИП:
1
−
где n = n
п/nв
крит
arcsin ,n
θ= (5.5)
.
Для GaAs и GaP коэффициенты преломления имеют значения
соответственно 3,54 и 3,3, а величины критического угла q
крит
приблизительно равны 16 и 17,7.
Излучение, падающее на поверхность СИП под углом, меньшим критического, выходит из полупроводника. Если же этот
угол больше критического, возникает полное внутреннее отражение потока оптического излучения. Если коэффициент поглощения излучения полупроводником велик, то весь свет, отраженный поверхностью, поглощается в объеме полупроводника.
Если же коэффициент поглощения невелик или равен нулю, полупроводник прозрачен для излучения, то световой поток может
быть отражен от нижней или боковых граней СИП, повторно падает на светоизлучающую поверхность и частично выводится из
кристалла (рис. 5.1).
Исходя из этого часть мощности оптического потока, которая
может пройти через границу раздела полупроводник –воздух:
. (5.6)
59
Рис. 5.1. Вывод излучения через поверхность излучающего
( )
2
пп
41Tn n= +
2 Ei
K =ΦΦ
12Ei
KKη= η
диода плоской конфигурации во внешнюю среду и внутреннее
отражение излучения
Френелевское отражение излучения от границы раздела по-
лупроводник–воздух, в случае когда угол падения q < q
крит
при
нормальном падении лучей характеризуется коэффициентом
пропускания поверхности T:
. (5.7)
Потери излучения в объеме полупроводника СИП описывают
коэффициентом оптических потерь K
, который численно равен
2
отношению числа фотонов, вышедших из объема кристалла за
1 с (FE), к числу фотонов, генерируемых в активной области светоизлучающей структуры (Fi) за 1 с:
. (5.8)
Исходя из выражений (5.3), (5.4), (5.8) внешний квантовый
выход СИП можно определить через внутренний квантовый выход и коэффициенты токовых и оптических потерь:
. (5.9)
Выражение (5.9) показывает зависимость внешнего квантового выхода СИП от внутреннего квантового выхода излучения,
электрофизических характеристик светодиодов и оптических
свойств полупроводника, используемого для изготовления СИП.
Коэффициент полезного действия
Качество структуры светодиода как источника излучения
определяется параметром, называющимся коэффициентом преобразования электрической энергии в энергию оптического из-
60
Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]