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 [23]. Люминесцировать могут твердые, жидкие и газообразные тела. В оптоэлектронных полупроводнико­вых приборах используется люминесценция кристалличе­ских примесных полупроводников с широкой запрещенной зоной.

Люминесценция включает в себя 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 рекомбинации. 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 p-n – переходе, объединяет два процесса: инжекцию носителей и собственно электролюминесценцию. С помощью инжекции обеспечивается создание неравновесных носителей за­ряда (в соответствии с рис. 2.10).

Рис. 2.10. Электролюминесценция p-n – перехода

При наличии контакта однородных полупроводников с разными типами электропроводности уровень Ферми E_F в равновесном состоянии должен быть единым. Это приво­дит к искривлению зон и образованию потенциального барьера (рис. 2.11).

Рис. 2.11. Движение носителей заряда в p-n переходе

Основная масса дырок из p-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 p-слой и образуют дрей­фовый поток справа налево.

Этот поток уравновешивается встречным диффузионным потоком дырок p-слоя, имеющих большую энергию и способных преодолеть потенциальный барьер. Аналогичная картина в движении электронов: элек­троны p-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 p-область.

Обычно излучающей является область только по одну сторону p-n - перехода (p-область на рис. 2.12). Очевидно, желательно, чтобы количество инжектированных носителей было максимально именно в излучающей (активной) p-области. С этой целью в n-область вводят больше донорной примеси, чем акцепторной в p-область. Таким образом, в излучающей структуре инжекция практически односто­ронняя – из n-эмиттера в p-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 I_рек, вызванный процессами реком­бинации в области объемного разряда p-n – перехода (в соответствии с рис. 2.12).

Рис. 2.12. Рекомбинация носителей в p-n - переходе

Чем больше ширина запрещенной зоны, тем больше потенциальный барьер и тем значительнее реком­бинация электронов в p-n - переходе. Эта рекомбинация про­исходит обычно на глубоких центрах люминесценции и за­канчивается генерацией тепловой энергии (генерация на центрах рекомбинации 2 – рис. 2.13). Таким образом, для оптического излучения эти электроны «пропадают», а рекомбинационный ток I_рек, ими создаваемый, снижает эффек­тивность инжекции «излучающих» электронов.

Рис. 2.13. Составляющие тока инжекционной электролюминесценции

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 g

g = I_n/I = I_n/(I_n + I_p + I_рек + I_тун + I_пов), (2.68)

где I_P – дырочная составляющая тока, обусловленная инжекцией дырок в n-эмиттер (доля I_p тем меньше, чем силь­нее легирован n-эмиттер по сравнению с р-базой);

I_рек – ток безызлучательной рекомбинации в области р-n- перехода;

I_тун – туннельный ток, обусловленный «просачиванием» носителей сквозь потенциальный барьер (I_тун тем больше, чем уже р-n – переход, чем сильнее легирована база и чем больше прямое напряжение);

I_пов – ток утечки по поверх­ности р-n – перехода.

Инжектированные в p-базу электроны рекомбинируют там вблизи p-n – перехода, при этом наряду с рекомбинаци­ей, которая обеспечивает генерацию оптического излучения существуют механизмы безызлучательной 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-рекомбинация. При очень высоких концентрациях свободных носителей заряда в полупровод­нике увеличивается вероятность столкновения трех тел (на­пример, двух электронов и дырки). Энергия рекомбинирующей электронно-дырочной 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 Е_G. 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 h_Э, 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 p-базу).

Таким образом, эффективность инжекционной электро­люминесценции определяется произведением gh_э. Предель­ный h_э определяется условиями изготовления р-n – перехода и электрическим режимом работы. Прежде всего, h_э зависит от плотности прямого тока I (в соответствии с рис. 2.14).

Рис. 2.14. Зависимость внутреннего квантового выхода от плотности прямого тока

При малых плотностях тока большое влияние оказывает рекомбинация в об­ласти объемного заряда, вследствие которой h_э сначала резко нарастает с увеличением I до тех пор, пока диффузи­онная компонента не становится преобладающей в токе диода. Дальнейшее увеличение I приводит к постепен­ному насыщению центров люминесценции и уменьше­нию h_э.

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.