| Предыдущая | Оглавление | Следующая |
Значительные по своей актуальности перспективы возникли в той области физики полупроводников, которая изучает излучательную рекомбинацию электронов и дырок. Это явление позволило создать полупроводниковые источники света – светодиоды и инжекционные лазеры.
Первые открытия здесь были сделаны в нашей стране ещё в 1923г. Лосевым О.В., работавшим в Ленинградском физико-техническом институте и Нижегородской радиотехнической лаборатории. Лосев писал: «У кристаллов карборунда (полупрозрачных) можно наблюдать (в месте контакта) зеленоватое свечение при токе всего 0,4мА… Светящийся детектор может быть пригоден в качестве светового реле как безынерционный источник света».
Однако реализованы на практике эти идеи были лишь в 60–70-е годы ХХ века, после обнаружения эффективной люминесценции полупроводниковых соединений типа AIIIBV фосфида и арсенида галлия и их твёрдых растворов. В итоге на их основе были созданы светоизлучающие диоды и таким образом заложен фундамент новой отрасли техники – оптоэлектроники.
Чтобы понять принцип работы полупроводниковых источников света, рассмотрим упрощённую модель атомной системы, имеющую два энергетических уровня Е1 и Е2.
В такой модели возможны три процесса.
1) При взаимодействии излучения с атомом, находящимся в нижнем энергетическом состоянии, может произойти поглощение кванта излучения и атом перейдет на верхний уровень (рисунок 4.1, а).
а–поглощение; б–спонтанное излучение; в–индуцированное излучение
Рисунок 4.1 – Схематическое представление процессов поглощения и излучения для идеализированной атомной системы с двумя разрешёнными энергетическими состояниями Е1 и Е2 и населённостями уровней n1 и n2.
2) Находящийся на уровне Е2 атом может перейти на уровень Е1 самопроизвольно (спонтанно), излучив при этом квант света (рисунок 4.1, б). При переходе между состояниями с энергией Е1 и Е2 (Е2>Е1) излучение имеет частоту
т.е. в свободном пространстве длина волны излучения будет
где h – постоянная Планка.
3) Если атом находится на верхнем энергетическом уровне, то пролетающий первичный фотон с энергией hν=Е2-Е1 может вызвать (индуцировать) переход Е2→Е1, т.е. возвращение атома на нижний уровень. Переход Е2→Е1 сопровождается испусканием фотона (рисунок 4.1,в). Новый фотон, как и исходный фотон, имеет ту же энергию hν=Е2-Е1. Более того, он имеет такое же направление импульса и такую же поляризацию. Иными словами, вторичный фотон (фотон, испущенный атомом в процессе перехода Е2→Е1) оказывается в том же самом состоянии, в каком находится первичный фотон (фотон, вызвавший данный переход).
Рассмотренный процесс называют вынужденным (индуцированным) испусканием света. Чем больше имеется первичных фотонов, тем выше вероятность того, что атом, находящийся на уровне Е2, совершит переход на уровень Е1.
Предположим, что имеется много атомов на уровне Е2 . Пролетая мимо них, первичный фотон может инициировать переход Е2→Е1 во многих атомах, т.е. может инициировать рождение не одного, а целой лавины вторичных фотонов. Все эти фотоны будут рождаться в том же самом состоянии, в каком находится первичный фотон.
Если в образце создан p-n-переход, т.е. граница между областями с дырочной (p-) и электронной (n-) проводимостью, то в отсутствие напряжения смещения (U=0) уровень Ферми одинаков во всём переходе (ЕФn=ЕФp). При положительной полярности внешнего источника тока на контакте к p-области (и отрицательной – на контакте к n-области) уровни Ферми смещаются на величину eU=ЕФn-ЕФp, потенциальный барьер в p-n-переходе понижается и электроны из n-области инжектируют в p-область, а дырки – из p-области – в n-область.
Инжектированные электроны и дырки рекомбинируют, передавая свою потенциальную энергию либо квантам света hν (излучательная рекомбинация) (рисунок 4.2), либо, через дефекты и примеси – тепловым колебаниям решётки (безызлучательная рекомбинация).
Рисунок 4.2 – Зонная диаграмма уровней энергии электронов обычного (гомогенного) p-n-перехода при прямом смещении U
Излучение обусловлено рекомбинацией избыточных носителей и сосредоточено, в основном, в p-n-переходе.
Высвобождающаяся при излучательной рекомбинации энергия Ез приводит к рождению фотона. Длина волны, соответствующая этому фотону, определяется соотношением
где c – скорость света;
h – постоянная Планка;
Ез[эВ]=Еп-Ев – ширина запрещённой зоны.
Поэтому для обеспечения генерации излучения в требуемом спектральном диапазоне длин волн необходимо подбирать материалы с соответствующей шириной запрещённой зоны Ез. Поскольку основную роль играет межзонная излучательная рекомбинация, то необходимая ширина запрещённой зоны полупроводников, вычисленная из энергии фотонов видимого диапазона должна быть 1,8эВ ≤ (Ез=hν) ≤ 3,2 эВ.
Для обеспечения генерации в области первого окна прозрачности волоконного световода (λ=0,85мкм) используют соединения на основе трёхкомпонентного композита (GaAlAs), а для следующих окон прозрачности (λ=1,3мкм и λ=1,55мкм) – соединения на четырёхкомпонентного соединения (InGaAsP).
Очевидно, что интенсивность излучения напрямую связана с величинами концентраций носителей в p-n-переходе и увеличивается при их одновременном росте. Это достигается за счёт увеличения тока, протекающего через переход, называемого током инжекции (IИ). Таким образом, энергия внешнего источника, преобразуется в энергию излучаемых фотонов.
Обычно для оптимизации процесса генерации в источниках, реализованных на практике, при изготовлении переходов добиваются, чтобы концентрация основных носителей в одном из полупроводников была бы существенно выше, чем в другом. Типичные значения величин следующие:
то есть, разница в величинах Nn и Np велика. Поэтому можно считать, что ток инжекции в основном обусловлен инжекцией электронов в полупроводник p-типа.
Вероятность излучательной рекомбинации пропорциональна концентрации электронно-дырочных пар, поэтому наряду с повышением концентраций основных носителей в p- и n-областях желательно уменьшать толщину активной области d, в которой идёт рекомбинация. Но в обычных p-n-переходах (гомопереходах) эта толщина не может быть меньше диффузионной длины Lp – среднего расстояния, на которое диффундируют инжектированные носители заряда, пока не рекомбинируют.
Мы обсудили p-n-переходы, названные гомопереходами. Такие переходы получаются из полупроводников с одинаковой шириной запрещённой зоны. Однако существуют совершенно различные полупроводниковые материалы, которые, тем не менее, имеют одинаковые или почти одинаковые постоянные кристаллической решётки. Поэтому они могут образовывать один монокристалл. На границе между ними меняется ширина запрещённой зоны, диэлектрическая проницаемость и другие свойства. Такие материалы образуют гетеропереходы.
Гетеропереходами называются переходы между полупроводниками из разных материалов с различной шириной запрещённых зон, но имеющих согласованные кристаллические решётки.
Задача ограничения активной области рекомбинации была решена в конце 60-х годов ХХ века Ж.И. Алфёровым и его сотрудниками, в результате чего предложены и практически изготовлены гетероструктуры, сначала на основе GaAs и GaAlAs, а затем и на основе других полупроводниковых соединений. В гетероструктурах толщина активной области рекомбинации может быть сделана много меньше диффузионной длины (d << Lp) путём изготовления этого слоя малой толщины порядка сотен или даже десятков атомных слоёв.
Гетеропереходы наиболее перспективны для изготовления светодиодов и полупроводниковых лазеров, что будет пояснено дальше.
Чтобы получить гетеропереходы с достаточно хорошими характеристиками, кристаллическая решётка одного полупроводника должна с минимальным количеством нарушений переходить в кристаллическую решётку другого полупроводника, для чего и требуются близкие параметры полупроводников, образующих гетеропереход.
В гетеропереходах каждый из полупроводников может быть p-типа или n-типа. Таким образом, могут быть реализованы четыре комбинации. Если использовать для широкозонного материала обозначения прописной буквой N или P, а для узкозонного – строчной n или p, то возможны следующие преходы с различными свойствами: n – N, p – P, n – P и p – N.
Рассмотрим энергетическую диаграмму гетероструктуры, в которой между внешними p- и n-областями полупроводника с большими величинами ширины запрещённой зоны E31 и E33 расположен тонкий слой с меньшей шириной E33 (рисунок 4.3).
Рисунок 4.3 – Упрощённая зонная диаграмма уровней энергии электронов двойной гетероструктуры при прямом смещении U
Помимо потенциального барьера обычного p-n-перехода на гетерограницах слоя образуются потенциальные барьеры для электронов ΔEП и дырок ΔEВ. Если приложить к переходу прямое напряжение смещения, возникнет инжекция электронов и дырок с обеих сторон в узкозонный слой .
Электроны будут стремиться занять положения с наименьшей энергией, спускаясь на дно потенциальной ямы в слое d, дырки устремятся вверх – к потолку валентной зоны в слое d, где минимальны их энергии. Широкозонные внешние части гетероперехода можно сильно легировать с обеих сторон, добиваясь больших концентраций в них равновесных носителей. И тогда, даже не легируя активную узкозонную область d примесями, удаётся достичь при инжекции значительных концентраций неравновесных электронно-дырочных пар в слое.
Отказ от легирования активной области принципиально важен, поскольку атомы примеси, как уже говорилось, могут служить центрами безызлучательной рекомбинации. Попав в потенциальную яму, инжектированныеэлектроны наталкиваются на потенциальный барьер ΔEП, а дырки – на потенциальный барьер ΔEВ. Поэтому и те, и другие перестают диффундировать дальше и рекомбинируют в тонком активном слое, если он содержит малое количество дефектов, с испусканием фотона с энергией ΔE32.
Гетероструктуры по сравнению с обычными p-n-переходами (гомопереходами) обладают двумя важными отличительными особенностями:
1)Односторонняя инжекция. Скачки потенциалов на границах представляют собой потенциальные барьеры для неосновных носителей, что приводит к локализации зарядов.
2)Резкое различие оптических свойств различных областей кристалла. Оно проявляется, прежде всего, в том, что длина волны излучения, генерируемого в узкозонной базе, лежит ниже «красной границы» поглощения эмиттерной области. В связи с этим говорят об эмиттере как о широкозонном «окне», через которое излучение выводится из структуры практически без поглощения.
Наиболее хорошо разработанными являются гетероструктуры в тройном соединении вида Ga1-xAlxAs, где x – доля компонента 0 ≤ x ≤ 1. Это соединение получается путём замещения в кристалле GaAs части атомов галлия алюминием. По мере увеличения доли x замещённых атомов ширина запрещённой зоны изменяется от Eз≈1,4эВ (для чистого GaAs) до Eз≈1,4эВ (для чистого AlAs).
Чтобы достичь максимальной эффективности излучения света, необходимо выполнить следующие условия:
1) Ширина запрещённой зоны E32 в активной области структуры должна быть близка к нужной энергии квантов излучения.
2) Одновременно должен соблюдаться закон сохранения импульса. Точнее – квазиимпульса, так как электрон (и дырка) в кристалле уже не свободная частица – он движется в поле периодически упорядоченных ионных остовов, представляя собой фактически возбуждённое состояние твёрдого тела. Движение этих возбуждений (электронных и дырочных) очень напоминает свободное распространение заряженных частиц, поэтому их называют квазичастицами. И энергии ε отдельных квазичастиц связаны с их квазиимпульсами p так же, как у свободных частиц: , только вместо массы электрона кг фигурируют эффективные массы и электронов и дырок в данном полупроводнике, которые по величине могут значительно отличаться от массы электрона.
3) Импульс pф, уносимый излучённым фотоном, пренебрежимо мал по сравнению с квазиимпульсами рекомбинирующих квазичастиц. В самом деле, для фотона pф=Eз/c, для электрона при рекомбинации pэ=2mпEз; их отношение pф/pэ << 1.
Поэтому при излучательной рекомбинации квазиимпульс электронов не меняется, а это возможно только у прямозонных полупроводников (рисунок 4.4), у которых максимум валентной зоны проводимости располагается в пространстве квазиимпульсов в центре зоны Бриллюэна (области однозначного задания квазиимпульса в кристалле). К прямозонным полупроводникам относятся арсенид галлия, арсенид индия и фосфид индия.
Рисунок 4.4 – Зависимость энергии электронов от квазиимпульса для прямозонных полупроводников. (Стрелкой показан переход электронов из зоны проводимости в валентную, сопровождающийся излучением кванта)
4) Кроме того, кристалл полупроводника должен быть по возможности бездефектным, как и границы между разными слоями, поскольку дефекты на них (например, дислокации) тоже порождают безызлучательную рекомбинацию. Поэтому особого внимания требует подбор пар материалов с точки зрения согласования параметров их элементарных ячеек, так как на границе несогласованных решёток возникает много дислокаций. Работы группы Алфёрова показали, что в гетероструктурах группы AIIIBV могут быть созданы практически идеальные границы.
Насколько успешно удалось решить все эти задачи, можно судить по значениям ряда параметров. О вероятности излучательной рекомбинации в узкозонном слое говорит внутренний квантовый выход излучения ηi (отношение числа излучаемых фотонов к числу электронно-дырочных пар).
В гетероструктурах величина ηi может быть близка к единице. Для практики, однако, важнее внешний квантовый выход излучения ηe (отношение числа излучаемых во внешнюю среду квантов света к числу электронно-дырочных пар, пересекающих p-n-переход). Он характеризует преобразование электрической энергии в световую и, помимо внутреннего квантового выхода (ηi), учитывает коэффициент инжекции пар в активную область (γ) и коэффициент вывода света во внешнюю среду ( ηo):
Коэффициент полезного действия светоизлучающего прибора ограничивается ещё и потерями на джоулево тепло, поэтому сопротивление всех областей структуры и омических контактов на выводах должно быть малым.
| Предыдущая | Оглавление | Следующая |