Механизм генерации излучения в полупроводниках

Физической основой полупроводниковых излучателей является люминесценция. Под люми­несценцией понимают электромагнитное нетепловое излучение, обладающее длительностью, значительно превышающей период световых колебаний. Таким образом, в определении подчеркивается тот факт, что в отличие от свечения накаленных тел для люминесценции не требуется нагревания тела, хотя, конечно, подведение энергии в том или ином виде необхо­димо. Кроме того, в отличие от рассеяния света люминесценция продолжается некоторое время после отключения возбуждающей энергии. Иначе говоря, поглощенная люминесци­рующим проводником энергия на некоторое время задерживается в нем, а затем частично превращается в оптическое излучение, частично - в теплоту.

В зависимости от вида энергии, возбуждающей люминесценцию, различают фото-, электро- и другие виды люминесценции. Люминесцировать могут твердые, жидкие и газообразные тела. В оптоэлектронных полупроводниковых приборах используется люми­несценция кристаллических примесных полупроводников с широкой запрещенной зоной.

Люминесценция включает два основных этапа. На первом из них под воздействием возбуждающей энергии происходит генерация носителей заряда. Этот этап определяет тип люминесценции. На втором этапе генерированные носители заряда рекомбинируют на центрах рекомбинаuии. Выделяющаяся при рекомбинации энергия превращается либо в оптическое излучение, либо в теплоту.

Как ясно из самого названия, инжекционная электролюминесценция, т.е. генерация оп­тического излучения в р-n-переходе, объединяет два процесса: инжекцию носителей и соб­ственно электролюминесценцию. С помощью инжекции обеспечивается создание неравно­весных носителей заряда.

При наличии контакта однородных полупроводников с разными типами электропровод­ности уровень Ферми Е_ф в равновесном состоянии должен быть единым. Это приводит к ис­кривлению зон и образованию потенциального барьера (рис. 3.2).

Основная масса дырок из р -слоя, где их много, диффундирует слева направо в область перехода, но не может преодолеть потенциальный барьер и, проникнув в переход на некото­рую глубину, снова возвращается в p-слой. Дырки n-слоя, как «пузырьки», легко «всплыва­ют» по дну валентной зоны независимо от энергии в р -слой и образуют дрейфовый поток справа налево.

Этот поток уравновешивается встречным диффузионным потоком дырок р -слоя, имею­щих большую энергию и способных преодолеть потенциальный барьер. Аналогичная кар­тина в движении электронов: электроны р -слоя свободно скатываются в n-слой - это дрей­фовый ток. Этот электронный поток уравновешивается потоком электронов n-слоя, обладающих большой энергией. При приложении прямого напряжения потенциальный барьер понижается и появляются диффузионные токи как дырок, так и электронов, т.е. увеличива­ется инжекция неосновных носителей: дырок в n-область, электронов в р -область.

Как правило, излучающей явля­ется область только по одну сторону р-n-перехода (р -область на рис. 3.3). Желательно, чтобы количество ин­жектированных носителей было максимально именно в излучающей (активной) р -области. С этой целью в n-область вводят больше донор­ной примеси, чем акцепторной в р -область. Таким образом, в излу­чающей структуре инжекция прак­тически односторонняя - из n-эмит­тера в р -базу, и излучает базовая область.

Материалы излучающих струк­тур, как уже отмечалось, должны иметь широкую запрещенную зону. В таких структурах оказывается зна­чительным и даже преобладающим рекомбинационный ток , вызван­ный процессами рекомбинации в об­ласти объемного разряда р-n-пере­хода (см. рис. 3.3). Чем больше ши­рина запрещенной зоны, тем больше потенциальный барьер и тем значи­тельнее рекомбинация электронов в р-n-переходе. Эта рекомбинация происходит обычно на глубоких центрах люминесценции и заканчив­ается генерацией тепловой энергии (генерация на центрах рекомбина­ции 2 - рис. 3.4). Таким образом, для оптического излучения эти электроны «пропадают», а рекомбинаци­онный ток , ими создаваемый, снижает эффективность инжекции «излучающих» элек­тронов.

Полезной компонентой тока, обеспечивающей излучательную рекомбинацию в р -базе, является электронный ток I_n, инжектируемый эмиттером. Эффективность инжекции опре­деляется тем, насколько ток I_n отличается от полного тока I и характеризуется коэффици­ентом γ:

(3.38)

где - дырочная составляющая тока, обусловленная инжекцией дырок в n-эмиттер (доля тем меньше, чем сильнее легирован n-эмиттер по сравнению с р -базой); - ток 6езыз­лучательной рекомбинации в области р-n-перехода; -туннельный ток, обусловленный «просачиванием» носителей сквозь потенциальный барьер ( тем больше, чем уже р-n переход, чем сильнее легирована база и чем больше прямое напряжение); - ток утечки по поверхности р-n -перехода.

Инжектированные в р -базу электроны рекомбинируют там вблизи р-n-перехода, при этом наряду с рекомбинацией, которая обеспечивает генерацию оптического излучения, су­ществуют механизмы 6езызлучательной рекомбинации, не дающие излучения. К важней­шим из них относятся:

- рекомбинация на глубоких центрах люминесценции: электрон может переходить в валентную зону не непосредственно, а через те или иные центры рекомбинации, об­разующие энергетические уровни в запрещенной зоне. В этом случае энергия ре­комбинации частично выделяется в виде длинноволновых фотонов, частично пере­ходит в тепловые колебания решетки. В качестве таких центров выступают примеси и структурные дефекты. Особенно вредны примеси, образующие уровни вблизи се­редины запрещенной зоны (глубокие центры). К числу таких примесей относятся медь, никель, кобальт, хром, золото и некоторые другие;

- ударная, или Оже -рекомбинацuя. При очень высоких концентрациях свободных но­сителей заряда в полупроводнике увеличивается вероятность столкновения трех тел (например, двух электронов и дырки). Энергия рекомбинирующей электронно -дьrроч­ной пары при этом отдается третьему свободному носителю в форме кинетической энергии. Эта кинетическая энергия постепенно теряется при соударении с решеткой.

Практически к безызлучательным актам рекомбинации следует отнести и такие, при ко­торых генерируют фотоны с энергией, много меньшей ширины запрещенной зоны. Полу­чающееся при этом «длинноволновое» излучение выходит из рабочего спектрального диа­пазона излучателя и теряется при передаче оптического сигнала.

Количественно эффективность рекомбинации при люминесценции характеризуют внутренним квантовым выходом , который определяют отношением числа актов излу­чательной рекомбинации к полному числу актов (излучательной и безызлучательной) ре­комбинации. Иногда внутренний квантовый выход определяют отношением генерирован­ных фотонов к числу инжектированных в активную область за то же время неосновных носителей заряда (в нашем примере - электронов в р -базу).

Таким образом, эффективность инжекционной электролюминесценции определяется произведением . Предельный определяется условиями изготовления р-n-перехода и электрическим режимом работы. Прежде всего зависит от плотности прямого тока J (рис. 3.5). При малых плотностях тока большое влияние оказывает рекомбинация в обла­сти объемного заряда, вследствие которой сначала резко нарастает с увеличением J до тех пор, пока диффузионная компонента не становится преобладающей в токе диода. Даль­нейшее увеличение J приводит к постепенному насыщению центров люминесценции и уменьшению .

Влияние температуры сводится к измене­нию коэффициента инжекции и внутреннего квантового выхода. Коэффициент инжекции не­сколько увеличивается при более высоких тем­пературах; эффективность излучения обычно снижается, и внутренний квантовый выход уменьшается.

Поиск по сайту: