ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ СВЕТОИЗЛУЧАЮЩИЕДИОДЫ

НЗЛУЧАТЕЛЬНАЯ РЕКОМБИНАЦИЯ

Излучательная рекомбинация — единственный фи­зический механизм генерации света в светоизлучающих диодах. Механизмы излучательной рекомбинации под­робно рассмотрены в [21] и др. В обобщенном виде эти механизмы можно классифицировать следующим обра­зом (рис. 1.3): 1) межзонная рекомбинация, при кото­рой электрон из зоны проводимости переходит в валент­ную зону на место дырки непосредственно, излучая энергию, несколько большую ширины Запрещенной зо­ны (рис. 1.3,с); 2) рекомбинация свободных носителей на примесных центрах: электрон — акцептор или дыр­ка — донор, при которой носитель захватывается на свой примесный центр, а затем рекомбинирует со сво­бодным носителем противоположного знака (рис. 1.3, б и в); 3) межпри'месная, или донорно-акцепторная, ре­комбинация, при которой носители захватываются на свои примесные центры, а затем электрон переходит с донора на акцептор в процессе акта излучательной ре­комбинации; для такого перехода необходимо частич­ное перекрытие волновых функций электрона и дырки (рис. 1.3, г); 4) рекомбинация связанных экситонов, при которой примесный центр захватывает электрон и дыр­ку, так что возбуждение целиком локализуется вблизи центра, после чего осуществляется излучательная реком­бинация (рис. 1.3, д); 5) экситонная рекомбинация, при которой электрон и дырка перед актом излучения свя­зываются в свободный экситон, освободив часть энергии, равную энергии связи экситона (рис. 1.3, е).

Ниже мы рассмотрим те механизмы излучательной рекомбинации, которые наиболее часто реализуются в светоизлучающих диодах.

Излучательная рекомбинация за счет прямых излу - чательных переходов зона — зона осуществляется в прямозонных полупроводниках (GaAs, InAs, InSb, GaSb, твердых растворах GaAsi-^Pje при х<0,4, Gai-jcAl^As при х<0,35 и др.). В этих полупроводниках абсолютный ми­нимум зоны проводимости находится при том же значе­нии квазиимпульса p=hk (fi=h/2n, постоянная Планка, & —волновой вектор электрона), что и макс мум валентной зоны (рис. 1.4). При межзоннсм перехо­де электрона в этом случае значение квазиимпульса

электрона не изменяется, так как импульс фотона р=-^~

с

много меньше среднего значения квазиимпульса элект­рона. Такой переход с сохранением квазиимпульса ха­рактеризуется высокой вероятностью и является излу - чательным.

Полное число излучательных переходов в единице объема при межзонной рекомбинации R пропорциональ­но концентрациям электронов и дырок:

R = BrnpP,

где Вт — коэффициент рекомбинации; р — концентра­ция равновесных дырок в p-области. Величина Вг для прямозонных полупроводников порядка 10-10 см3/с. Из формулы (1.7) следует вывод: чем выше концентрация основных носителей в активной области, тем выше ве­роятность излучательной рекомбинации и тем меньше связанное С ней время ЖИЗНИ неосновных носителей Тизл,

Т„зл= 1 /Вгр.

Таким образом, повышение уровня легирования ак­тивной области повышает вероятность излучательной рекомбинации. Однако приближение уровня легирова­ния к пределу растворимости примеси приводит к воз­никновению структурных дефектов, образующих безызлучательные центры рекомбинации. В связи с этим оптимальный уровень легирования активной области подбирают экспериментально. Как правило, этот уро­вень составляет (1—10) -1017 см-3 для доноров и (0,3— 3) • 1019 см-3 для акцепторов. При этих концентрациях доноры полностью ионизованы и их уровни сливаются с дном свободной зоны, а акцепторы образуют примес­ную зону, отделенную от валентной зоны энергетическим промежутком. Оценка времени жизни, связанного с меж­зонной излучательной рекомбинацией, дает для случая р» 1018 СМ~3 величину Тизл~ 10~8 с.

Межзонное излучение имеет спектральную полосу с максимумом, энергия которого hvM;mc для невырожден­ного полупроводника на величину порядка кТ больше ширины запрещенной зоны Eg. Примесное квазимеж - зонное излучение характеризуется энергйей в максиму­
ме спектра, меньшей ширины запрещенной зоны на ве­личину порядка энергии ионизации примеси Еа:

Ь’и. ш.с = Ей — Еа+ -у kT. Л1-9)

Для каждого прямозонного полупроводника можно указать примерный максимум спектральной полосы, в котором будет наблюдаться межзонное или примесное квазимежзонное излучение,

^макс ^ 1,239/Eg, (1.10)

где Хмакс выражено в микрометрах, а Ее — в электрон - вольтах. Освоенные в настоящее время прямозонные по­лупроводники охватывают спектральный диапазон от далекого инфракрасного излучения с Хмакс~7 мкм (InSb) до желтого цвета свечения с Ямакс~0,59 мкм (ІПо. збСао. ббР) •

Рассматриваемые межзонные излучательные пере­ходы конкурируют с безызлучательными и излучатель - ными с другой энергией излучения, которые связаны с переходами электронов через одно или несколько про­межуточных состояний. Источники этих промежуточных состояний — дефекты структуры, посторонние примеси и включения, глубокие центры, поверхностные состоя­ния - и т. п. В зависимости от интенсивности рекомбина­ции в конкурирующем канале меняется число носителей, принимающих участие в излучательной рекомбинации с энергией фотонов, соответствующей межзонной ре­комбинации. Если обозначить время межзонной излуча­тельной рекомбинации и конкурирующей соответственно Тизл и тб. изл, то эффективное время рекомбинации Таф можно определить из равенства

1/ТэФ = 1/^ИЗЛ І/^б. ИЗЛ - (1*11)

Эффективность излучательной рекомбинации будет пропорциональна

'ІИЗЛ = 1/(1 "Ь ТиЗЛ/Т'б. ИЗл)- (1-12)

Снижение доли безызлучательной рекомбинации — одна из важнейших задач технологии светоизлучающих диодов. Для подавления безызлучательных переходов принимают разнообразные меры. Из них в первую оче­редь должно быть отмечено совершенствование методов выращивания излучающих структур — жидкостной и газотранспортной эпитаксии. Из-за низкой температу­ры и невысокой скорости роста в эпитаксиальном мате-

Рнс. 1.5. Искривление границ зон в сильно легированном и ком­пенсированном полупроводнике (а), приводящее к образованию хвостов плотности состояний (б)

риале резко снижается плотность дислокаций, вакансий Ga и других дефектов структуры, концентрации посто­ронних примесей, что приводит к возрастанию на один - два порядка интенсивности краевой люминесценции. В ряде полупроводников (например, в Gai-*AlxAs при х< <0,3) применение метода жидкостной эпитаксии позво­лило практически свести к нулю вероятность безызлуча - тельной рекомбинации и приблизить внутренний кванто­вый выход излучения к 100 % [22]. Важную роль играет также оптимизация устройства излучающих структур для снижения концентрации дефектов на границах слоев, исключения безызлучательной рекомбинации на поверх­ности и т. д.

Существенный недостаток светоизлучающих диодов на основе гомопереходов в прямозонных полупроводни­ках, легированных мелкозалегающнми примесями — сильное поглощение излучения внутри кристалла (коэф­фициент поглощения около 104 см-1). Один из путей уменьшения потерь излучения на межзонное пог­лощение в прямозонных гомопереходах заключается в уменьшении энергии излучения за счет компенсации примесей в активной области. На таком принципе соз­дана эпитаксиальная р — «-структура GaAs, легирован­ная Si [8].

Механизм излучательной рекомбинации в сильно ле­гированных и компенсированных полупроводниках рас­смотрен в работе [23]. Суть его заключается в следую­щем. При сильном легировании и компенсации хаотиче­ски расположенный в пространстве заряд примесей соз­дает нскривлекне границ зон (рис. 1.5), при котором ло -

кальная ширина запрещенной зоны всюду остается по­стоянной. Это приводит к тому, что в распределении плотности состояний N появляются участки при энерги­ях ниже зоны проводимости и выше валентной зоны — так называемые хвосты плотности состояний. Следует помнить, что состояния хвостов в обеих зонах простран­ственно разделены.

При низких уровнях возбуждения в излучательной рекомбинации принимают участие наиболее глубокие и удаленные группы состояний, причем эта рекомбинация сопровождается туннелированием на большие расстоя­ния. При этом излучаемые фотоны характеризуются на­именьшей энергией и поэтому слабо поглощаются в кристалле. Эти излучательные переходы имеют высокую инерционность, так как плотность состояний на дне по­тенциальных ям мала. Затем с увеличением уровня воз­буждения при туннелировании на более короткие рас­стояния начинают излучаться более высокоэнергетиче­ские фотоны. При еще более высоком уровне возбужде­ния может происходить рекомбинация без туннелирования. Излучательные переходы с образова­нием высокоэнергетических фотонов имеют меньшую инерционность.

Таким образом, высокий внешний квантовый выход излучения в таких структурах достигается вследствие следующих причин: высокой вероятности излучательных переходов в связи с прямой зонной структурой; низкой вероятности теплового выброса носителей обратно в зону с последующей рекомбинацией через безызлуча - тельный канал благодаря существенной глубине потен­циальных ям; низкой концентрации структурных дефек­тов и посторонних примесей, создающих безызлучатель - ные центры, из-за использования жидкостной эпитаксии; низкого коэффициента поглощения излучения в вещест­ве кристалла в связи с тем, что энергия излучения су­щественно меньше ширины запрещенной зоны.

В GaAs, легированном Si, при сильной компенсации глубина потенциальных ям АЕ достигает 0,1 эВ. При этом локализуются не только дырки, но и неравновесные электроны. Энергия кванта пространственно разделен­ных, дырок и электронов будет равна:

Ьмакс = Eg — 2 АЕ. (1.13)

В связи с тем, что hvuaKc<СEg арсенида галлия, ко­эффициент поглощения излучения а в диодах из

Рис. 1.6. Спектр электролюми­несценции (Ф) диода из GaAs, р - и и-области которого леги­рованы кремнием, и край по­глощения излучения в эпитак­сиальном GaAs: Si (а2) и в не­легированном GaAs(ai) [21]

GaAs: Si не превышает 100 см-1 (рис. 1.6). Внутрен­ний квантовый выход излу­чения в эпитаксиальных ди­одах из GaAs : Si достигает при 293 К значения 40—70 %

[9], внешний квантовый выход излучения составляет при плоской конфигурации кристалла 1,5—4,5%, при полу­сферической конфигурации кристалла 10—28 % [9]. Инерционность излучения высокоэффективных диодов из GaAs : Si достаточно велика и составляет 0,5—2 мкс. Как видно, недостаток излучающих гомоструктур ском­пенсированной активной областью — их инерционность.

Для получения рекомбинационного излучения поми­мо прямозонных полупроводников могут быть использо­ваны также и непрямозонные полупроводники. Однако эффективная излучательная рекомбинация в непрямо­зонных полупроводниках (GaP, GaAsi_xPa при jc>0,4 и др.) может осуществляться только при наличии опре­деленного промежуточного примесного центра. В отсут­ствие такого центра в рекомбинации зона — зона для сохранения импульса электрона должна принимать участие третья частица, роль которой могут играть фо - ноны. Вероятность межзонной рекомбинации в этом слу­чае резко снижается: например, значение Вг для GaP составляет 5,37-10-14 см3/с.

Роль указанного примесного центра в непрямозонных полупроводниках заключается в том, что на нем образу­ется связанный экситон. В соответствии с соотношением неопределенностей Гейзенберга импульс электрона в данном случае занимает широкую область значений, благодаря чему оказывается возможным поглощение разницы импульсов при рекомбинации и возрастает ве­роятность излучательной рекомбинации. К сожалению, выбор пригодных примесных центров весьма ограничен. Так, для GaP такими центрами являются N, обуславли­вающий зеленое свечение, и комплекс Zn — О, обуслав­ливающий красное свечение.

Азот в GaP изоэлектронно замещает Р. Ввиду того, что N имеет меньший атомный номер, чем Р, меньший ионный радиус и отличается по электроотрицательности, то образовавшийся нейтральный центр притягивает электрон короткодействующими силами. После того, как электрон захвачен, дырка притягивается кулоновскими силами к заряженному центру. Излучательный переход происходит после того, как обе частицы локализованы на центре [5]. Этот экснтонный излучательный переход обусловливает бесфононную линию А и ее фононные повторения в спектре излучения. Подобным же образом экситон может быть связан на двух близко расположен­ных атомах N (линия NNi и ее фононные повторения) в случае высокой концентрации N.

Энергия ионизации связанного экситона Ei в GaP : N

Е, = ЕХ+Еьж 0,032, (1.14)

где Ех — энергия связи свободного экситона, эВ; Еь — добавочная энергия связи свободного экситона на цен­тре. Как видим, EOkT при комнатной температуре.

Благодаря малой величине Ei удается получить лю­минесценцию в зеленой области спектра. Однако этой величины достаточно для резкого уменьшения потерь на межзонное поглощение света. Так, значение коэффи­циента поглощения света в GaP, сильно легированном N, находится в пределах 100—150 см-1, а в нелегиро­ванном азотом 5—10 см-1.

Внутренний квантовый выход излучения в GaP : N в зеленой спектральной полосе в связи с большим числом конкурирующих каналов рекомбинации невелик (по-ви­димому, не превышает единиц процентов). Из-за мало­го поглощения света внутри кристалла и возможности в связи с этим нескольких проходов фотонов через. крис­талл внешний квантовый выход излучения т]вн достига­ет нескольких десятых процента [7]. При этом в связи с высоким значением вндности излучения (около 600 лм/Вт) удается получить светоизлучающие диоды с высокими значениями силы света, яркости и световой отдачи.

Растворимость N в GaP велика (примерно до 10» см-3 при жидкост*ной эпитаксии), и его можно ввести, не изменяя концентрации свободных носителей. Поэтому удается снизить вредное влияние оже-реком- бинации. Высокая концентрация азота позволяет полу­чить ненасыщающуюся зависимость т}Вн от тока в ши­роком интервале плотностей тока (от 0 до 300— 400 А/см2), что способствует'созданию индикаторов, при­годных для работы в мультиплексном режиме питания.

Свойствами изоэлектронных ловушек в GaP облада­ет также молекулярный комплекс ZnGa—Op [10]. Этот комплекс, состоящий из атомов Zn и О, замещающих в GaP соответственно ближайшие узлы Ga и Р, создает в GaP нейтральный диполь. Из-за того что кислород яв­ляется глубоким донором (0,895 эВ), диполь создает энергетический уровень внутри запрещенной зоны глу­биной около 0,3 эВ от дна свободной зоны. Такой ней­тральный диполь действует как изоэлектронная ловуш­ка, аналогичная N в GaP. Полоса излучения в этом слу­чае характеризуется энергией в максимуме около 1,78 эВ (293 К), что соответствует красному цвету све­чения.

В связи с глубоким энергетическим уровнем диполя потери на безызлучательную рекомбинацию меньше, чем в случае GaP: N, поэтому внутренний квантовый выход излучения достигает 27 % [24]. Поскольку поте­ри на межзонное поглощение света практически отсут­ствуют (аж 5—10 см-1), то внутри кристалла могут осу­ществляться многократные - проходы фотонов, в связи с чем внешний квантовый выход излучения достигает 7—. 12 % [25, 26].

Излучение на комплексах Zn — О в GaP характери­зуется насыщением зависимости т}вн=f(I) при относи­тельно низкой плотности тока 5—10 А/см2. Насыщение обусловлено низкой растворимостью кислорода в GaP (около 1016 см-3). Это явление препятствует созданию индикаторов, пригодных для использования в мульти­плексном режиме работы.

Введение в непрямозонные полупроводники несколь­ких изоэлектронных центров позволяет получить излу­чение в нескольких спектральных полосах. Так, введе­ние в GaP центров Zn — О и N позволяет получить од­новременное излучение в красной и зеленой полосах [17]. Поскольку красно-зеленая часть спектрально­чистых цветов графика цветности МКО близка к прямой линии, то спектрально-чистые желтый и оранжевый цвета могут быть получены путем смешения красной и зеленой полос. На этом принципе созданы светоизлуча­ющие диоды с желтым и оранжевым свечением [18, 20]. Оптическая эффективность этих приборов близка к эф­

фективности диодов из GaP с зеленым и красным све­чением.

При наличии двухполосного излучения и различной зависимости интенсивности излучения полос от тока мо­гут быть получены светоизлучающие диоды с перемен­ным цветом свечения [17]. Так, на GaP с двухполосным излучением удается получить измерение цвета свечения от красного до зеленого при изменении плотности тока от 5 до 200 А/см2. Это изменение цвета происходит в связи с тем, что красная полоса излучения насыщается с ростом тока, а зеленая растет сверхлинейно.

Большинство бинарных соединений AinBv с прямы­ми переходами типа GaAs, InP, GaSb и т. п. имеют зна­чения ширины запрещенной зоны много меньше 1,72 эВ и не пригодны для получения видимого излучения. Один из способов получения материалов с прямыми перехода­ми при относительно большей ширине запрещенной зо­ны заключается в образовании трехкомпонентных твер­дых растворов прямозонных бинарных соединений с ма­лой шириной запрещенной зоны и непрямозонных бинарных соединений с большой шириной запрещенной зоны. При таком способе энергия прямого перехода меж­ду зонами для материала с меньшей шириной запрещен­ной зоны монотонно увеличивается в растворе по мере возрастания содержания второго соединения. Это можно видеть на рис. 1.7 для типичного трехкомпонентного рас­твора GaAsi-xP*. Для такого соединения, так же как и для других указанных на рис. 1.7, Г — минимум прямых переходов зоны проводимости расположен ниже X — ми­нимума непрямых переходов в значительной области со­ставов. Для значений х, несколько меньших значения точ­ки пересечения хс, каждый из полупроводников является прямым с шириной запрещенной зоны, достаточной для генерации видимого излучения. В этом и раскрывается истинный смысл таких растворов. Однако при составе раствора, близком к хс, определенное число электронов переходит в непрямой минимум из-за наличия у них соб­ственной тепловой энергии. Этот эффект неблагоприятен, так как приводит к снижению интенсивности люминес - ценции вследствие того, что непрямые переходы являют­ся в основном безызлучательными.

Внешний квантовый выход излучения твердых раст­воров не изменяется существенно от х=0 до значения х, при котором энергия Г-минимума на 4—5 kT ниже Энергии ^-минимума. При дальнейшем увеличении х

внешний квантовый выход излучения падает. Оптима­лен такой состав твердого раствора, при котором про­изведение т}вн и коэффициента видности излучения К достигает максимального значения.

Как следует из рис. 1.7, трехкомпонентные твердые растворы GaAsi-jcP* и Gai-jALAs сохраняют преиму­щественно прямые переходы до энергий, соответствую­щих красному цвету свечения, а твердые растворы Ini-*Ga*P и Іпі-жАІхР — до энергий, соответствующих желтому и зеленому цветам свечения.

Наибольшее распространение из трехкомпонентных твердых растворов получили в настоящее время Ga.-sP* и Gai-xAljcAs. GaAsi_*Px выращивается ме­тодом газовой эпитаксии на подложках GaAs и GaP. Прямозонный GaAs0,6Po,4 на подложке GaAs находит широкое применение в производстве монолитных пла­нарных цифровых индикаторов с красным свечением для микрокалькуляторов и приборов точного времени.

Непрямозонный GaAsi-жР* (х^0,4), легированный N и выращиваемый на подложке GaP, позволяет полу­чить высокую эффективность электролюминесценции [16] в оранжевой (при х~0,65) и желтой (при х~0,85) областях спектра (рис. 1.8). Физический механизм электролюминесценции в GaAsi-хРа:: N (при х^0,4) аналогичен таковому в GaP : N. Отличие заключается во

влиянии зонной структуры. Уменьшение энергетическо­го зазора между прямым и непрямым минимумами в свободной зоне твердого раствора по сравнению с энер­гетическим зазором в GaP приводит при легировании непрямозонного твердого раствора N к возрастанию ам­плитуды волновой функции электрона вблизи значения волнового вектора k — О. В результате квантовый выход излучения увеличивается.

На рис. 1.9 показано, что длина волны излучения твердого раствора GaAsi-зсР* различна для случаев ле­гирования N и без него, причем величина различия за­висит от состава твердого раствора. Эта зависимость обусловлена тем, что энергия связи экситона на цент­рах N и NNX увеличивается с уменьшением содержания Р, так как Р более электроотрицателен, чем As.

Наличие прозрачной для генерируемого излучения подложки GaP позволяет повысить внешнюю оптичес­кую эффективность приборов из GaAsi-jcPjc: N в не­сколько раз за счет осуществления нескольких проходов фотона внутри кристалла и использования бокового из­лучения кристалла при специальном конструировании приборов

Второе трехкомпонентное прямозонное соединение^ получившее широкое распространение, Gai_*AUAs. Эт соединение выращивается методом жидкостной эпитак сии, в процессе которой создаются эффективные гетер структуры для светоизлучающих диодов и лазеров. На его основе изготавливают самые эффективные приборы с красным свечением [27] и ИК диоды [28].

Проводятся также работы по созданию и исследова­нию четверных соединений и гетероструктур на их ос­нове [19]. Потребность в четверных соединениях вызва­на необходимостью расширения спектрального диапа­зона излучения, особенно на диапазон 1—1,7 мкм, а также широкими возможностями согласования периодов решетки материала подложки и эпитаксиальных слоев. Совпадение периодов решетки обеспечивается изова - лентным замещением одновременно элементов III и V групп. Наиболее интенсивно исследуется соединение GasJni-aPyAsi-;; на подложке InP, перспективное для создания излучателей для ВОЛС.

Мы уже упоминали выше, что некоторые задачи оп­тимизации светоизлучающих структур трудно решаются при использовании гомопереходов (односторонняя ин - жекция носителей, сочетание высокой эффективности с высоким быстродействием и т. п.). Применение гетеро­переходов позволяет не только решить указанные проб­лемы, но и реализовать новые физические явления, спо­собствующие повышению эффективности и быстродей­ствия светоизлучающих диодов [13]. Ниже мы рассмотрим те физические явления в гетеропереходах, которые позволяют управлять потоками как подвижных носителей заряда (концентрацией, длиной и скоростью диффузии, размерами области рекомбинации), так и световыми потоками, генерируемыми при излучатель­ной рекомбинации.

Применение двойных гетероструктур (рис. 1.10) по­зволило использовать эффект электронного ограничения для повышения концентрации инжектированных носи­телей в области рекомбинации и получения в связи с этим высокого внутреннего квантового выхода излуче­ния при малых токах накачки. Возрастание внутренне­го квантового выхода излучения в двойных гетерострук­турах по сравнению с гомоструктурами или гетерострук­турами с одним переходом обусловлено тем обстоятельством, что рекомбинация носителей в них происходит в ограниченной по размерам до d<L актив-

ной области, где L — диффузионная длина неосновных носителей. В этом случае концентрация неравновесных носителей в активной области превышает в L/d раз кон­центрацию неравновесных носителей в гомоструктурах при том же уровне возбуждения. При низкой скорости бсзызлучательной рекомбинации на гетерограницах рез­ко возрастает роль межзонных излучательных перехо­дов, что приводит к увеличению квантового выхода из­лучения. Близость параметров решетки GaAs и AIAs обеспечивает чрезвычайно низкую скорость рекомбина­ции на гетерограницах. Результаты экспериментов и теоретические оценки [29] дают для скорости рекомби­нации на гетерограницах в системе AlAs — GaAs вели­чину порядка 102—103 см-с-1, что в 104—105 раз мень­ше, чем в случае свободной GaAs-поверхности.

Высокая эффективность двойных гетероструктур под­тверждена во многих работах. Внутренний квантовый вход излучения 95—97 % достигается при легировании активной области в пределах 1016—1018 см~3. Следует заметить также, что наличие узкой активной области приводит к высокой однородности пространственного распределения неравновесных носителей, что также способствует получению высокого внутреннего кванто­вого выхода электролюминесценции. Как показано вы­ше, рекомбинация на гетерограницах в системе AIAs— GaAs не интенсивна, однако в работах [27, 30] утвер­ждается, что эффективность излучательной рекомбина­ции, особенно при малых токах, увеличивается, если область излучательной рекомбинации и р—м-переход пространственно разнесены, причем р — л-переход сдвигается от границы с узкозонным слоем в сторону слоя с большей шириной запрещенной зоны. Результа­ты этих работ показывают, что в ряде случаев рекомби­нацией на гетерограницах нельзя пренебречь и она мо­жет снижать квантовый выход излучения. Удаление р— п-перехода от области излучательной рекомбинации в сторону широкозонного эмиттера не сказывается, как правило, на концентрации инжектированных в актив­ную область носителей, так как внутреннее квазиэлск - трическое поле увеличивает эффективную длину диффу­зии инжектируемых носителей.

Рассмотренные выше эффекты в гетеропереходах обеспечивают получение высокой концентрации инжек­тированных носителей в активной области структуры, а также повышение внутреннего квантового выхода излу-

Рис. 1.11. Схематическое изоб­ражение изменения ширины запрещенной зоны двухслойной гетероструктуры с широкозон­ным окном. (Заштрихована область излучательной реком­бинации.)

чения. Ниже мы рассмотрим те физические явления в гетеропереходах, которые обеспечивают снижение по­терь света на поглощение внутри кристалла.

Прежде всего рассмотрим эффект широкозонного ок­на, заключающийся в том, что свет выводится через ши­рокозонный эмиттер без потерь на межзонное поглоще­ние. Для обеспечения эффективности этого физическо­го явления необходимо, чтобы область рекомбинации благодаря градиенту внутреннего электрического поля или наличию внутренних барьеров была прижата к ши­рокозонному окну. Пример двухслойной гетерострукту­ры с широкозонным окном представлен на рис. 1.11, где внутреннее электрическое поле, обусловленное градиен­том состава в p-области, прижимает область рекомби­нации к п-эмиттеру.

Приближение внутреннего квантового выхода излу­чения к 100 % позволило снизить потери на поглощение света внутри кристалла вследствие эффекта многопро- ходности [31]. Многопроходная излучающая гетеро­структура в системе AlAs — GaAs представляет собой двойную гетероструктуру, активная узкозонная область которой заключена между двумя широкозонными эмит­терами, прозрачными для излучения, генерируемого в активной области (рис. 1.10). В этой структуре удалена поглощающая свет подложка, и излучение выводится через широкозонные эмиттеры.

В многопроходной гетероструктуре фотоны, отразив­шиеся от поверхности внутрь кристалла, могут после многократных отражений внести вклад в выходящее из­лучение. При этом потерь фотонов на поглощение в ак­тивной области не наблюдается (или почти не наблюда­ется) в связи с тем, что это поглощение происходит с пе - реизлучением, квантовый выход которого близок к 100 %. Эффект многопроходности приводит к резкому возрастанию внешнего квантового выхода электролюми­несценции. На рис. 1.12 приводятся полученные в рабо* те [31] расчетные зависимости т}Вн=/{тівнут) для пред-

ставленной на рис. 1.10 симметричной структуры. Как следует из рис. 1.12, эффект многопроходности приво­дит к особенно сильному возрастанию?]Вн при больших значениях внутреннего квантового выхода излучения в активной области. Например, увеличение г]вн при уда­лении поглощающей подложки в случае гетерострукту­ры, расчеты для которой приведены на кривой 1, состав­ляет 1,3; 2,5; 4 и 6 раз при значениях т}Внут соответствен­но 70, 90, 97 и 98,7%. При т^виут^ 100 % внешний квантовый' выход излучения для гетероструктур с под­ложкой равняется 4,3 %, а в соответствующих много­проходных структурах значение т]Вн при малых потерях на поглощение на свободных носителях, как и следова­ло ожидать, приближается к 50 %. Заметим, что высо­кое расчетное значение •Цвн для структур с подложкой (4,3 %) обусловлено переизлучением фотонов, отражен­ных наружной поверхностью, в активной области струк­туры.

Расчеты, приведенные в работе [31], подтверждены экспериментальными исследованиями. В диодах с двой­ной гетероструктурой и плоской конфигурацией кристал­ла переход к многопроходным гетероструктурам с уда­ленной подложкой позволил увеличить внешний кван­товый выход излучения до 5,2 % [32]. При переходе к конфигурации кристалла с мезаструктурой внешний квантовый выход излучения в одну сторону увеличился

до 20—40 % [15,28].

В спектральных характеристиках многопроходных структур возрастает плотность фотонов с низкой энер­гией, так как они многократно проходят через актив­ную область без поглощения. Показано также, что на­блюдаемые времена жизни неравновесных носителей определяются процессами многократного самопоглоще - ния и переизлучения рекомбинационного излучения и во много раз превосходят собственные общие и излучатель­ные времена переходов.

Многопроходные гетероструктуры, как правило, яв­ляются структурами с удаленной подложкой. Необхо­димость удаления подложки создает технологические трудности при изготовлении приборов. В связи с этим для повышения эффективности часто пользуются эффек­том переизлучения света, излучаемого в направлении к подложке, в специальном фотолюминесцентном слое, ширина запрещенной зоны которого меньше или равна ширине запрещенной зоны активной области [33]. В этом случае в удалении подложки нет необходимости, что значительно упрощает технологию.

Эпитаксиальные структуры с переизлучением часто называют фотоэлектролюминесцентными структурами (ФЭЛ-структурами), подчеркивая тем самым сущест­венный вклад процессов фотолюминесценции дополни­тельных переизлучающих областей в работу приборов. Переизлучение может осуществляться в дополнительно выращенных слоях (рис. 1.13, а), а также в активном слое толщиной, большей, чем диффузионно-дрейфовая длина неосновных носителей (рис. 1.13, б). Существен­ный интерес представляет структура с непрерывно из­меняющейся шириной запрещенной зоны (рис. 1.13, в), в которой возможно многократное переизлучение и, сле­довательно, достижение высокого внешнего квантового выхода излучения.

Внутренний квантовый выход излучения большинст­ва эпитаксиальных структур существенно зависит от плотности тока. Физические механизмы этой зависимо­сти могут быть различными. При низкой абсолютной величине т^внут, обусловленной наличием конкурирующих каналов безызлучательной рекомбинации, увели-

Рис. 1.13. Схематическое изоб­ражение изменения ширины запрещенной зоны гетероэпи - таксиальных ФЭЛ структур:

/ область перензлучення; 2 — об­ласть излучательной рекомбинации; ц — р—л-переход

чение плотности тока при­водит к постепенному на­сыщению центров безыз - лучательной рекомбина­ции и увеличению доли излучательной рекомби­нации. Зависимость ин­тенсивность излучения — ток в этом случае носит сверхлинейный характер.

Для диодов из таких структур в целях по­вышения внутреннего квантового выхода излучения следует увеличивать рабочую плотность тока до максимального уровня, который еще не приводит к деградации параметров в процессе работы. Целесообразно также исполь­зовать импульсные режимы питания при боль­шой амплитудной плотности тока. К структурам с рассматриваемыми характеристиками могут быть отне­сены GaAsi-jtPa; на GaAs - и GaP-подложках, GaP: N, Zn—О и др. Аналогичные характеристики могут иметь и некоторые виды гетероструктур в системе AIAs—GaAs, обладающие высокой концентрацией безызлучательных центров на границах гетеропереходов.

Сверхлннейная - зависимость интенсивности излуче­ния от плотности тока может наблюдаться также в свя­зи с тем, что при малой плотности тока рекомбинация осуществляется в основном в области объемного заряда р — л перехода, концентрация излучательных центров в которой часто весьма мала. При увеличении плотнос­ти тока диффузионный компонент становится преобла­дающим и рекомбинация перемещается в активную об­ласть структуры с оптимальными условиями для излу­чательной рекомбинации. Такое явление наблюдается во многих структурах, например в GaP : Zn,0.

В некоторых случаях наблюдается сублинейная за­висимость интенсивности излучения от плотности тока. Причиной этого явления могут служить низкая концен трация излучательных центров, приводящая к насыще­нию излучательной рекомбинации при повышении плот­ности тока (например, в GaP:Zn. O), а такж

переполнение носителями потенциальной ямы в гетеро­переходах. Для диодов из структур с такими характе ристиками необходимо оптимизировать рабочую плот­ность тока для получения максимального внутреннего квантового выхода излучения.

Рекомбинационное излучение, возникающее при электрическом пробое обратносмещенного р — п-пере­хода, характеризуется значительно меньшей эффектив­ностью, чем инжекционная электролюминесценция. Это объясняется как затратой части энергии возбужде­ния на разогрев кристалла, так и тем, что электрический пробой возникает в сильно локализованных областях, называемых микроплазмами, которые образуются вбли­зи дислокаций, включений второй фазы и других него - могенностей, окрестности которых характеризуются по­ниженным внутренним квантовым выходом электролю­минесценции. Излучательные переходы в микроплазмах осуществляются между горячими носителями и дают фотоцы в широком интервале энергий, в том числе с энергией, превышающей ширину запрещенной зоны. Поэтому спектр люминесценции при лавинном пробое становится широким и часть его располагается при энергиях, превышающих Ее. Поскольку электронный газ сильно разогрет, изменение температуры окружаю­щей среды слабо влияет на спектр и интенсивность электролюминесценции.

Несмотря на низкую эффективность, излучательная рекомбинация при лавинном пробое имеет достоинства: высокое быстродействие и слабую температурную зави­симость. В соответствии с этими особенностями она и представляет интерес.

Перспективны для оптоэлектроники светоизлучаю­щие диоды с S-образной характеристикой (светодинис - торы). Процесс включения диода с S-образной характе­ристикой обычно связывают с одним из следующих ме­ханизмов: а) при наличии р — і — я-структуры

приложенное к диоду напряжение приходится в основ­ном на высокоомную область, в которой за счет разог­рева и сильного электрического поля начинает разви ваться процесс ударной ионизации, порождающий дополнительно электроны и дырки [34]; б) при наличии р — п — р — n-структуры включение обусловлено либо лавинным размножением носителей заряда в обратно - смещенном центральном р — /г-переходе, либо смыка­нием областей пространственного заряда слоев в резуль­тате возрастания токов инжекции эмиттерных перехо­дов [35]. Протекание электрического тока при этих меха­низмах часто сопровождается эффектом шнурования, что легко выявляется при наблюдении электролюминесцен­ции.

Быстродействие излучающих диодов или предельная частота модуляции излучения ограничивается временем жизни неосновных носителей:

Ло//5о = П + (ют)2]-1'2, (1.15)

где Ра — мощность излучения на частоте со; Р0 — мощ-, ность немодулированного излучения; т — время жизни неосновных носителей.

Важнейшие пути повышения частоты модуляции из­лучения для диодов на основе прямозонных полупровод­ников следующие:

А. Повышение концентрации примеси в области ре­комбинации. Благодаря этому понижается излучатель - ное время ЖИЗНИ Тнал и в соответствии с формулой (1.11) снижается эффективное время жизни тЭф; при этом в соответствии с формулой (1.12) увеличивается кванто­вый выход излучения. Однако увеличение т]Вн продолжа­ется до тех пор, пока при высоких уровнях легирования не появляются безызлучательные центры, приводящие к снижению тб. изл и тем самым к снижению квантового выхода излучения. Таким образом, при высоких уров­нях легирования активной области расширение полосы модуляции сопровождается снижением квантового вы­хода излучения.

Б. Повышение уровня инжекции в результате умень­шения толщины области рекомбинации в двойных гете­роструктурах. В этом случае предельная частота моду­ляции обратно пропорциональна корню квадратному из толщины активной области.