ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ СВЕТОИЗЛУЧАЮЩИЕДИОДЫ

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ РАБОТЫ СВЕТОИЗЛУЧАЮЩИХ ДИОДОВ

1.1. ИНЖЕКЦИЯ НЕОСНОВНЫХ НОСИТЕЛЕЙ ТОКА

В основе работы полупроводниковых светоизлучаю­щих диодов лежит ряд физических явлений, важнейшие из них: инжекция неосновных носителей в активную об­ласть структуры электронно-дырочным гомо - или гете­ропереходом; излучательная рекомбинация инжектиро­ванных носителей в активной области структуры. В на­стоящей главе будут рассмотрены важнейшие физичес­кие явления, на основе которых функционирует свето­излучающий диод и которые необходимо учитывать при конструировании приборов различного назначения.

Явление инжекции неосновных носителей служит ос­новным механизмом введения неравновесных носителей в активную область структуры светоизлучающих диодов (недаром эти приборы часто называют инжекционными источниками света). Вопросы физики протекания ин - жекционного тока в р—п-переходах рассмотрены в ра­ботах Шокли и многих монографиях. В обобщенном виде инжекция носителей р—n-переходом может быть представлена следующим образом.

Когда в полупроводнике создастся р—/г-переход, то носители в его окрестностях распределяются таким образом, чтобы выров­нять уровень Ферми. В области контакта слоев п - и p-типов элек­троны с доноров переходят на ближайшие акцепторы и образуется дипольный слой, состоящий из ионизованных положительных доно­ров на п-стороне и ионизованных отрицательных акцепторов на р-стороне (рис. 1.1,а). Электрическое поле дипольного слоя созда­ет потенциальный барьер, препятствующий дальнейшей диффузии электрических зарядов.

При подаче на р—п-переход электрического смещения в пря­мом направлении U потенциальный барьер понижается, вследствие чего в p-область войдет добавочное количество электронов, а в «-область—дырок. Такое диффузионное введение неосновных но­сителей называется инжекцией.

Концентрация инжектированных электронов на границе р—п-пе­рехода н p-области п'(хр) определяется выражением

п' (Хр) = Пр exp (eU/kT), (1 • 1)

Рнс. 1.1 Схематическое изоб­ражение зонной диаграммы р—п-перехода при термодина­мическом равновесии (а) н при прямом смещении (б)

Е£ — энергия дна зоны проводимо­сти; Ev — энергия потолка валент­ной зоны, / Г j и Еа— энергетичес­кое положение доноров и акцеп­торов; Fn и Fp — квазиуровнн Фер­ми для электронов и дырок; х — расстояние от р—л-перехода

где Пр — концентрация равно­весных электронов в р-области; k ■— константа Больцмана; Т ~ температура; е—> заряд элек­трона. Концентрация инжекти­рованных носителей зависит только от равновесной концен­трации неосновных носителей и приложенного напряжения.

Поскольку инжектированные носители рекомбинируют с основ­ными носителями соответствующей области, то их концентрация ftp в зависимости от расстояния от р—и-перехода изменяется сле­дующим образом (для электронов в р-области):

пР = п" (хр) ехР І- (* ~ xpVLn1. О-2)

где Ln — диффузионная длина электронов. Как следует из формулы (1.2), концентрация избыточных носителей экспоненциально спада­ет по мере удаления от р—п-перехода и на расстоянии Ln (Lv) уменьшается в е раз, где е~2,72 (основание натурального лога­рифма).

Диффузионный ток In, обусловленный рекомбинацией инжек­тированных электронов, описывается выражением

In = eDnnp[exp(eU/kT) — l]/Ln, (1.3)

где Dn — коэффициент диффузии электронов. Диффузионный ток дырок 1р описывается аналогичным выражением. В случае, когда существенны оба компонента тока (электронный и дырочный), об­щий ток / описывается формулой

/ = (/п0 + Ч) [ехР (eUlkT) - П. о-4)

где

/По = eDn nv/Ln; Ip0 = eDppJLp. (1.5)

Особенность решения вопросов инжекции при кон­струировании светоизлучающих диодов, в которых, как правило, одна из областей р—n-структуры оптически

активна, т. е. обладает высоким внутренним квантовым выходом излучения, заключается в том, что для полу­чения эффективной электролюминесценции вся инжек - ция неосновных носителей должна направляться в эту активную область, а инжекция в противоположную сто­рону — подавляться.

Если активна область p-типа, то необходимо, чтобы электронная составляющая диффузионного тока преоб­ладала над дырочной, а интенсивность рекомбинации в области объемного заряда была низка. Коэффициент инжекции п, т. е. отношение электронной компоненты тока /„ к полному прямому току /=/По - f 1р определя­ется по формуле

Yn = LpNd/[LpNd + 7Vcj, (1.6)

где Nd и Na — концентрации доноров и акцепторов в п - и p-областях. Из выражения (1.6) следует, что для получения величины п, близкой к 1, необходимо, что­бы Nd^>Na, Lp>Ln, Dn>Dp. Решающую роль, безус­ловно, имеет обеспечение соотношения Nd^>N„. Однако повышение концентрации носителей в инжектирующей области имеет свои пределы. Как правило, значения Nd (или Na) не должны превышать (1—5) • 1019 см-3, так как При более высоком уровне легирования возрастает кон­центрация дефектов в материале, что приводит к увели­чению доли туннельного тока и ухудшению, тем самым, инжектирующих свойств р—ft-перехода. Как будет вид­но из дальнейшего изложения, для повышения внутрен­него квантового выхода излучательной рекомбинации в прямозонных полупроводниках необходимо повышать концентрацию носителей и в активной области, в связи с чем возникают дополнительные трудности с обеспече­нием одностороннего характера инжекции. Таким обра­зом, в гомопереходах существуют трудности по обеспе­чению высокого коэффициента инжекции носителей в активную область, обусловленные противоречивыми тре­бованиями к легированию р - и ft-областей структуры для достижения высокого коэффициента инжекции и максимального квантового выхода электролюминесцен­ции в активной области.

В некоторых полупроводниках высокий коэффициент инжекции носителей в одну из областей р—п-перехода может быть обеспечен разницей в подвижности элект­ронов и дырок. Так, в CaAs и других прямозонных сое-

динениях высокий коэф - ______________________

фициент ИНЖЄКЦИИ элект - С - х

ронов в p-область может р ЛЕс 1

быть осуществлен за счет г„

более высокой подвижно - г

сти электронов. Ev

Следует отметить, ЧТО J

в последнее время появи­лись светоизлучающие Рис - 1-2- Зонная модель р-п-

диоды, в которых люми - гетероперехода при прямом

J - смещении

несцируют обе области р — n-перехода, а также

область пространственного заряда, и от эффективности излучательной рекомбинации в этих областях зависят важные характеристики: цвет свечения, сила света и т. п. [20]. В этом случае инжекция носителей в обе области должна носить дозированный характер, что предъявляет высокие требования к точности легирования областей р — п-структуры.

Кардинальное решение проблемы односторонней ин - жекции дают гетеропереходы. Свойства гетероперехо­дов, возникающих на границе раздела двух полупро­водников с различной шириной запрещенной зоны, опи­саны в ряде монографий. В зонной модели резкого п—р - и р—n-гетероперехода в отличие от зонной модели гомоперехода вследствие разности электронного срод­ства контактирующих веществ появляются разрывы в валентной зоне ДEv и зоне проводимости АЕС. Наличие этих потенциальных барьеров при смещении перехода в пропускном направлении приводит к односторонней инжекции носителей тока из широкозонного материала в узкозонный (рис. 1.2) практически независимо от уровня легирования п - и p-областей. Для обеспечения односторонней инжекции носителей с помощью гетеро­перехода достаточна разница в ширине запрещенной зоны около 0,1 эВ, так как отношение 1п/1Р пропорцио­нально exp (AEg/kT).

Другая особенность гетеропереходов заключается в возможности получения в узкозонном полупроводнике концентрации инжектированных носителей, превышаю­щей концентрацию основных носителей в широкозонном полупроводнике. Этот эффект называется суперинжек - цией. Явление суперинжекции позволяет получить в ак­тивной области высокую концентрацию инжектирован­ных носителей, недостижимую с помощью гомоперехода.

В некоторых случаях о явлении суперинжекции го­ворят и тогда, когда концентрация инжектированных но­сителей в активной области при наличии гетероэмитте­ра превышает концентрацию носителей в активной об­ласти при том же токе в случае гомоперехода.

Для инжекции неосновных носителей в активную об­ласть структуры применяется также контакт металл — полупроводник (барьер Шоттки) или металл — диэлек­трик — полупроводник. Такой контакт создают в тех случаях, когда получение р—«-перехода невозможно, например при использовании полупроводниковых соеди­нений типа AnBvl,(ZnS, ZnSe), GaN и др. Эффектив­ность инжекции носителей в полупроводник у барьеров Шоттки весьма низка (не превышает 1 %), что приво­дит к малым значениям КПД излучающих диодов даже при высоких значениях внутреннего квантового выхода излучения. В связи с этим-" барьеры Шоттки не нашли широкого применения при изготовлении излучающих диодов.

Помимо инжекции существует еще один механизм возбуждения электролюминесценции — это ударная ио­низация при обратном смещении р — п-перехода до на­пряжения электрического пробоя. Этот механизм введе­ния неравновесных носителей менее эффективен, чем ин - жекционный, из-за участия в нем разогретых носителей, которые часть энергии возбуждения передают решетке полупроводника. Кроме того, ударная ионизация требует высоких напряжений на р—/г-переходе, вызывающих сильный перегрев р—п-перехода, который в отсутствие достаточного теплоотвода от кристалла может приводить к тепловому пробою и выходу прибора из строя.