Фотоприемники с p-n переходом - фотодиоды

⇐ ПредыдущаяСтр 4 из 6Следующая ⇒

Внутренний фотоэффект лежит также в основе действия широкого класса приёмников оптического излучения, использующих р-n переход.

В фотодиодах (ФД) используется одна из разновидностей внутреннего фотоэффекта, называемая фотовольтаическим эффектом. Этот эффект наблюдается в неоднородных полупроводниковых структурах с р-n переходом другим видом потенциального барьера. Внутренние электрические поля, существующие в таких структурах, создают благоприятные условия для пространственного разделения носителей заряда разного знака, возникающих в результате фотоактивного поглощения света. Таким образом, при освещении в структуре появляется фотоЭДС, а во внешней цепи — фототок (рис.5а). Величина фотоЭДС зависит от интенсивности излучения, процессов генерации и рекомбинации неосновных носителей. Вклад в фотоЭДС дают лишь те носители, которые генерируются вблизи области объемного заряда на расстояниях, меньших L_n и L_Р. В противном случае они рекомбинируют, не успевая дойти до р-n перехода. Такого рода потери неосновных носителей обычно характеризуют коэффициентом собирания носителей k_соб,определяющим ту часть генерированным светом носителей, которая разделяется полем p-n перехода и создает фототок (предпологается, что квантовый выход равен единице).

Для идеального ФД k_соб®1 при всех длинах волн, где он фоточувсвителен.

Рис.5а. Зонная диаграмма фотодиода

Рис. 5б. Вольт-амперная характеристика фотодиода

Через неосвещенный р—n переход проходит темновой ток, описываемый уравнением Шокли—Рида:

I_T=I₀ [ехр(qU/(kT))-1]. (42)

В связи с тем, что фототок совпадает по направлению с обратным током, ВАХ ФД при освещении будет иметь вид

I=I(ехр(qU/(kT))-1)-IФ. (43)

Семейство ВАХ при различных значениях потока излучения Ф изображено на рис. 5б. Квадрант 1 является нерабочей областью для ФД, поскольку IПР> > IФ. Квадрант 3 — это область работы ФД в фотодиодном режиме, когда последовательно с ним включается источник обратного напряжения Е_обр.

В данном случае фототок практически не зависит от величины обратного напряжения и сопротивления нагрузки, через которое проходит ток I=IQ+IФ@IФ. ВАХ нагрузочного резистора представляет собой прямую линию, описываемую уравнением вида

Е_обр-I_ФR_Н=U_обр, (44)

где U_обр—обратное напряжение на ФД; I_Ф — фототок (ток нагрузки).

Поскольку через ФД и нагрузочный резистор проходит один и тот же ток I_Ф, его можно определить по точке пересечения ВАХ ФД и нагрузочной кривой и убедиться, что при заданном Ф он практически не зависит от параметров внешней цепи (E_обр и R_Н). С другой стороны (см. рис.5б), при одних и тех же параметрах внешней цепи IФ увеличивается с ростом Ф. Вид этой зависимости определяет световая (энергетическая) характеристика ФД l_Ф=f(Ф).

Можно показать, что она описывается выражением вида

I= qh_Фk_перФ/(hv). (45)

и линейна в большом диапазоне изменения Ф.

Квадрант IV соответствует вентильному режиму работы ФД, который характеризуется отсутствием внешнего источника напряжения. В этом случае ФД служит генератором фотоЭДС.

Для разомкнутой цепи (R_Н®¥ - режим холостого хода) фотоЭДС можно определить из ВАХ ФД при I= 0:

U_XX=(kT/q)ln(I_Ф/I₀+1). (46)

С увеличением интенсивности света напряжение U_XX возрастает логарифмически (так как I_Ф пропорционален Ф) до предельного значения, которое приблизительно соответствует ширине запрещенной зоны материала ФД.

В режиме короткого замыкания (R_н®0) I_к.з=I_Ф, а напряжение на ФД равно нулю. Ток Iк.з возрастает линейно с интенсивностью света.

В промежуточном случае, когда ФД нагружен на сопротивление Rн, ток и напряжение можно найти из выражения

U_R=(kT/q)ln(((I_R+I_Ф)/I₀)+1), (47)

где I_R=U_R/R_H.

Оптимальным режим будет при таком RН, когда произведение максимально. В этом случае ФД обеспечивает наибольшую электрическую мощность при заданном потоке излучения.

Вентильный режим характерен для солнечных батарей - фотодиодов, используемых в качестве преобразователей солнечной энергии в электрическую. Основные требования к таким элементам — минимальная стоимость при возможно большем КПД преобразования.

Фотодиоды относятся к наиболее распространенному типу ФП ввиду удачного сочетания таких свойств, как высокие чувствительность, быстродействие и КПД преобразования световой энергии в электрическую, минимальные размеры и масса, наличие хорошо отработанной технологии производства (для кремниевых ФД).

ФД обладают рядом преимуществ по сравнению с ФР, а именно: 1) их темновое сопротивление значительно больше, чем ФР, поскольку оно определяется обратным током р-n перехода, который мал (особенно в кремниевых приборах) и практически не зависит от приложенного напряжения; соответственно соотношение R_T/R_СВ у фотодиодов также выше; 2) наличие обедненной носителями области р-n перехода, где создано сильное электрическое поле, способствует одновременному повышению быстродействия за счет дрейфа фотоносителей с максимально возможной скоростью и чувствительности путем уменьшения рекомбинационных потерь (увеличение коэффициента собирания);

3) обнаружительная способность ФД выше, чем ФР, примерно в 2 раз вследствие того, что через р-n переход переносятся только неосновные носители: 4) порог чувствительности ФД может быть меньше 10-14 Вт-Гц-1/2 в результате использования существенно больших R_Н; 5) колебания температуры значительно меньше влияют на фотоэлектрические параметры ФД.

Оптимальные по конструкции ФД должны обладать высокой чувствительностью (коэффициент собирания стремится к единице) и необходимым быстродействием. Одним из наиболее очевидных путей повышения k_соб является увеличение L_n и L_p и соответственно t_n и t_p, однако при этом падает быстродействие ФД.

Для удовлетворения столь противоречивых требований были разработаны pin- и лавинные ФД.

ФД на основе структур типа p —i—n (i — слой собственной проводимости), называемых p/n-фотодиодами, обладают одновременно высокими быстродействием и чувствительностью. На рис.6 приведена энергетическая диаграмма рin-структуры при обратном смещении. Поскольку удельное сопротивлении i-области в 106 —107 раз больше сопротивления сильно легированных р - и n -областей даже при небольших Uобр, область объемного заряда (заштрихована на рис.6) распространяется на всю i-область, которая может быть достаточно широкой. Если сделать р -область тонкой, то большая часть излучения поглотится в i-слое, где генерируемые носители ускоряются сильным электрическим полем и быстро перебрасываются в соседние области, создавая фотоЭДС.

Время пролета носителей через i-слой определяется его размерами и скоростью дрейфа t=Wl(mE). Уже при Е@ 2-106 В/м достигается максимальная скорость дрейфа носителей VДР(6—8)´ 104 м/с. При W=100мкм tпр= 10-9—10-10с. Кроме времени пролета, быстродействие ФД определяется постоянной времени t=С_барr, которая при малой площади перехода не превышает 10-11-10-12с.

Таким образом, повышенное быстродействие рin-ФД обусловлено малыми величинами барьерной емкости перехода и сопротивления объемов р+- и n+-областей и переходом от процессов диффузии фотоносителей к их дрейфу в сильном электрическом поле.

Высокая чувствительность рin-ФД обусловлена резким снижением потерь фотоносителей за счет процессов рекомбинации (коэффициент собирания в таких структурах близок к 1) и возможностью поглощения «длинноволновых» фотонов из-за увеличения толщины i-слоя.

На рис.6 представлены интегральные рin-структуры с освещением перпендикулярно и параллельно переходу (1—просветляющее покрытие; 2—сплошной или полупрозрачный слой металла; 3—отражающее покрытие). Для получения таких структур на исходной высокоомной подложке n-Si с р=10—100 Ом× см выращивают эпитаксиальный n+-слой с р@0, 02Ом× см толщиной 30—50мкм. Затем высокоомный слой стравливают до нужной толщины (обычно 20—40 мкм) и на этой стороне методом ионной имплантации получают тонкий (порядка 2 мкм) р+-слой. В качестве просветляющего покрытия используют пленки Si0₂. Такие структуры площадью порядка 100 мм² обеспечивают быстродействие порядка нескольких гигагерц, чувствительность на уровне 0, 5А/Вт при l=0, 9 мкм, темновые токи менее 5 мкА при U_обр-300В.

Рис. 6. Интегральные p-i-n структуры

К недостаткам рin-ФД относят повышенные обратные токи в связи с меньшим потенциальным барьером на границе р+—i, низкую воспроизводимость и радиационную стойкость рin-структур.

В идеальном ФД каждый падающий фотон приводит к появлению одного носителя заряда во внешней цепи, и при l=1мкм его чувствительность будет порядка 0, 8 А/Вт. Если на такой ФД падает световая мощность порядка 1нВт, фототок равен приблизительно 1нА. Столь малые сигналы очень трудно обрабатывать традиционными электронными методами без внесения избыточного шума усилительных каскадов. В связи с этим желательно использовать какой-либо физический механизм для увеличения фототока на выходе ФД. Подобным механизмом является лавинное умножение фотоносителей в сильном электрическом поле обратносмещенного р-n перехода с помощью ударной ионизации.

Значительное увеличение чувствительности может быть достигнуто в лавинных ФД (ЛФД), основанных на лавинном умножении носителей при обратном напряжении, близком к пробивному. ЛФД относятся к ФП с внутренним усилением. Эффект лавинного умножения заключается в том, что фотоносители, генерируемые под действием света в области обратносмещенного р-n перехода, приобретают дополнительную энергию, достаточную для ионизации узлов кристаллической решетки с образованием новых электронно-дырочных пар.

Коэффициент умножения М определяется напряжением на переходе:

М=(1-(U/U_пр)^m)^-1, где m=1, 5-2 для p-Si, m= 3, 4-4 для n-Si.

Максимальный коэффициент умножения зависит от суммарного сопротивления ФД и нагрузки, фоновой засветки и обратного темнового тока и достигает 105 для кремниевых и 103 для германиевых ЛФД.

ВАХ ЛФД можно представить в виде I_Ф=I_Ф0М=I_Ф0(1-(U/U_пр)^m)^-1.

В предпробойном состоянии коэффициент умножения в значительной степени зависит от напряжения и температуры. Очевидно, что нормальная работа ЛФД возможна лишь при жесткой стабилизации рабочего напряжения (на уровне 0, 001-0, 01%) и температуры (на уровне 0, 1°С).

Сложной технологической задачей является обеспечение однородного умножения по всей фоточувствительной площадке. Как правило, в области р-n перехода имеются локальные участки (микроплазмы), в которых пробивное напряжение меньше и, следовательно, лавинообразный процесс развивается раньше. Для уменьшения количества микроплазм прибегают к различным технологическим и конструктивным приемам: используют материал с однородным распределением примеси и малой плотностью дислокаций, уменьшают площадь р-n перехода, создают " охранное" кольцо и т.д.

На рис.7, а показаны некоторые типичные конструкции ЛФД с напряжением пробоя в диапазоне 15—60 В. Как правило, по периметру основного перехода формируется специальный р-n переход, называемый " охранным" кольцом (1), градиент примеси в котором меньше, чем в основном, и лавинный процесс развивается раньше на фоточувствительной площадке. Таким образом, удается устранить пробой в наиболее " слабых" периферийных областях р-n перехода, характеризующихся " сгущением" линий электрического поля и повышенной его напряженностью.

Лавинный процесс является по своей природе статистическим, так как фотоносители, генерируемые в различных точках обедненной области, претерпевают неодинаковое умножение. Поэтому основным ЛФД является дробовый шум, зависящий от коэффициента умножения и входного тока: i²_ш=2qIDfM^X, где x=2—3. В идеальном случае вместо каждой первичной электронно-дырочной фотопары должно создаться М вторичных пар. В реальном ЛФД каждая первичная пара в зависимости от места ее появления замещается случайным количеством вторичных пар, среднее число которых равно М, однако флуктуации во времени и пространстве могут быть очень большими.

При разработке ЛФД необходимо, во-первых, использовать только однородные материалы и, во-вторых, обеспечить, чтобы большинство первичных фотопар создавалось вне области пространственного заряда. Это возможно в структуре типа p⁺ipn⁺, аналогичной структуре лавинно-пролетного диода с двухслойной базой. Хотя лавинное умножение вносит дополнительный шум, пороговые характеристики ЛФД все же выше, чем других разновидностей ФД, причем они существенным образом зависят от схемы его включения. При нагрузочных сопротивлениях порядка 50—1000 Ом оптимальное значение М лежит в пределах 20—200. Для кремниевых ЛФД при использовании операционных предусилителей пороговый поток составляет (1—3)10^-14Вт-Гц^-1/2 для полосы 0, 1—1кГц и R=100МОм. В связи с этим ЛФД относят к основному типу ФП для регистрации слабых широкополосных оптических сигналов (например, в волоконно-оптических линиях связи большой протяженности).

Лавинные и рin-фотодиоды имеют низкую чувствительность в коротковолновой области спектра вследствие сильного поглощения света в приповерхностных слоях и практически не чувствительны к излучению с hn< Е_g. В этом случае возможно применение поверхностно-барьерных или Шотки фотодиодов, в которых потенциальный барьер образуется не в объеме полупроводника, а на его поверхности.

Поскольку, как правило, j_b< Е_g, длинноволновая граница чувствительности Шотки ФД сдвинута в сторону более длинных волн. Например, Шотки ФД на основе Si/Au чувствительны до 3—4 мкм.

Принципы работы Шотки ФД и рin-ФД аналогичны. В обоих случаях " рабочей" областью является слой объемного заряда, на котором падает внешнее напряжение и создается сильное электрическое поле, разделяющее фотоносители. Фотодиоды с барьером Шотки особенно эффективны в видимой и УФ областях спектра, где коэффициент поглощения в наиболее распространенных полупроводниках очень велик (более 10⁵ см^-1) и, следовательно, эффективная глубина поглощения составляет 0, 1мкм и менее. Можно подобрать металл и просветляющее покрытие таким образом, чтобы большая часть излучения проникала сквозь них и поглощалась в поверхностном слое полупроводника.

Рис.7. Конструкции лавинного фотодиода

Например, пленка из золота толщиной порядка 10нм с просветляющим покрытием из ZnS толщиной 50нм пропускает 95% падающего излучения, при этом коэффициент пропускания практически не меняется в диапазоне hn от 1, 5 до 6эВ. Обычные р⁺—n^- или рin+-ФД в этой области " не работают", поскольку р+-область должна быть очень тонкой, а значит, ее последовательное сопротивление велико. Продвижение в более длинноволновую часть спектра возможно путем увеличения толщины базовой области и ее удельного сопротивления, т.е. переходя к структурам типа металл-i—n⁺. При обратных напряжениях, близких к пробивным, такие ФД работают, как обычные ЛФД.

Гетерофотодиоды (ГФД) относятся к наиболее перспективному классу ФП, поскольку в них принципиально возможно получение эффективности преобразования, близкой к 100%. Это достигается использованием широкозонного " окна", через которое освещается узкозонный материал, причем удается добиться практически полного совмещения зоны поглощения излучения (зоны фотогенерации) и области объемного заряда, в которой сосредоточено электрическое поле перехода и отсутствуют процессы рекомбинации.

Спектральная характеристика ГФД имеет П-образную форму и определяется с коротковолновой стороны запрещенной зоной широкозонного, а с длинноволновой стороны — узкозонного материала. Используя твердые растворы переменного состава, можно получать желаемую спектральную характеристику, поскольку она теперь не связана со спектральной характеристикой коэффициента поглощения.

Таким образом, наряду с высоким КПД гетерофотодиоды характеризуются сочетанием высокой фоточувствительности и быстродействия.

ГФД изготавливаются на основе прямозонных многокомпонентных полупроводников соединений A^lllB^V или АⁱⁱВ^VI, в которых вероятность поглощения излучения велика. Поэтому высокая квантовая эффективность достигается даже в тех случаях, когда для высокого быстродействия используют тонкие обедненные слои. Чтобы получить гетеропереход с малыми обратными токами, необходимо обеспечить хорошее согласование постоянных решеток обоих полупроводников. Как мы уже знаем, тройные соединения AI_XGa_1-XAs, выращенные в виде эпитаксиальных слоев на подложке GaAs, образуют совершенные гетероструктуры. Они являются наиболее применяемыми в спектральном диапазоне 0, 65—0, 85 мкм для изготовления как излучателей (светодиодов и полупроводниковых лазеров), так и фотоприемников.

В наиболее перспективном для волоконно-оптической линии связи спектральном диапазоне 1, 1-1, 7 мкм чаще всего используют четверные соединения типа Ga_xln_1-xAs_yP_1-y, выращенные на подложке InP. На основе таких гетероструктур изготавливают как pin-, так и лавинные ГФД.

По конструкции ГФД делятся на меза- и планарные. Для лавинных ГФД чаще применяют мезаструктуры, среди которых различают нормальную (I), обращенную (II) и с разделенными областями поглощения и умножения (III) (рис.7, б).

В нормальной мезаструктуре на n⁺-подложках выращивают слаболегированный активный слой из n-lnGaAsP или InGaAs и верхний р⁺-слой из InGaAsP или InP. Такие структуры обладают равномерным по площади перехода коэффициентом лавинного умножения и высокой квантовой эффективностью, но имеют значительные темновые токи. Существенное снижение темновых токов достигнуто в структурах с разделенными областями поглощения и умножения. На рис.7, б изображена гетероструктура, в которой планарный р-n переход сформирован в " прозрачном" слое InP на расстоянии 1—1, 5 мкм от гетероперехода InP/lnGaAsP. Поглощение излучения происходит в узкозонном слое n-lnGaAsP. При подаче обратного напряжения обедненная область распространяется из n-lnP в слой n-lnGaAsP в пределах плоской части перехода, оставаясь внутри InP на периферии. Так как пробивное напряжение U_пр@Еg3/2, то оно для InP примерно в 1, 5 раза выше, чем для InGaAsP, при одинаковой степени их легирования. В результате исключается пробой в периферийных областях перехода и, кроме того, становится невозможным туннельный пробой. В подобных структурах плотность темнового тока снижается до 10-6А/см2 и менее, а коэффициент умножения достигает 3000 при U_обр=U_пр/2.

Дальнейшее улучшение параметров ГФД возможно при использовании, во-первых, слоев с низким содержанием примесей, что увеличивает размеры обедненной области в поглощающем слое и уменьшает барьерную емкость перехода при заданном обратном напряжении; во-вторых, переходных слоёв InGaAsP переменного состава с целью полного " решеточного" согласования слоёв InP и InGaAsP.

Порядок выполнения работы

1. Установить фотодиод, и для различных освещённостей снять вольт-амперные характеристики фотодиода. Построить графики ВАХ.

2. Снять спектральную характеристику фотодиода, используя различные светофильтры.

3. Получить релаксационную кривую фотодиода. Оценить переходные процессы в p-n переходе.

4. Проделать пункты 1-3 при повышенной температуре. Сделать выводы.

Контрольные вопросы

1. Описать процессы в освещённом p-n переходе.

2. Назвать характеристики фотодиода.

3. Описать сущность фотовольтаического эффекта.

4. Описать различные типы фотодиодов (pin, лавинные, на барьере Шотки).

5. Объяснить преимущества и принципы работы гетеропереходов.

Таблица 2

Цвет	Диапазон длин волн, 10-10 м
Красный
Оранжевый
Жёлтый
Зелёный
Синий
Фиолетовый

Список литературы

1.Павлов П.В., Хохлов А.Ф.Физика твёрдого тела.- М.: Высш.шк., 1994.-360с.

2. Носов Ю.Р. Оптоэлектроника - М.: Радио и связь, 1990.-360с.

3. Щука А.А. Функциональная электроника – М.: МиРЭА, 1998. – 260с.

Светодиоды

Цель работы: изучение основных физических закономерностей, определяющих работу полупроводниковых светодиодов. Исследование характеристик таких приборов.

Светодиоды представляют собой двуэлектродный светоизлучатель-ный прибор, основу которого составляет p-n переход (рис.1). Одна из областей p-n структуры, например, n^-, называемая эмиттером светодиода, легируется сильнее, чем другая область, называемая базой. Поэтому при прохождении прямого тока носители инжектируются преимущественно из эмиттера в базу. Кроме того, в базовую область вводятся примеси, которые способствуют рекомбинационной генерации света. Таким образом, база в светодиоде является светоизлучающей областью, а эмиттер - поставщиком неравновесных носителей (в нашем случае электронов) в эту область.

Рис.8. Светодиод

При подаче на p-n переход напряжения V в прямом направлении, т.е. когда к p-области подключается “+” источника, а к n—области “-“, контактная разность потенциалов v_k в переходе уменьшается и происходит инжекция электронов из n- в р-область и дырок из p-области в n-область. Эти инжектированные носители будут неравновесными (и неосновными) для соответствующих областей. Диффундируя в глубь областей, они рекомбинируют с основными носителями заряда, причем электроны в базе - преимущественно излучательно, а дырки в эмиттере - безызлучательно. Так как концентрация избыточных электронов в p-области будет спадать с расстоянием от перехода X как exp(-X/L_n), где L_n - диффузионная длина, генерация света происходит в объеме базовой области, непосредственно примыкающей к переходу. Дырочная составляющая I_P суммарного тока через переход I=I_n+I_P, где I_n - электронная составляющая, является бесполезной, так как дырки в эмиттере рекомбинируют без генерации света. Увеличивая степень легирования эмиттера по сравнению с базой, можно увеличить коэффициент инжекции

g_i = I_n /(I_n+I_P) (48)

и тем самым – относительное число актов излучательной рекомбинации.

Одностороннюю инжекцию, при которой g_i будет близко к единице, можно осуществить в гетеропереходах. Ввиду того, что эти переходы широко применяются для изготовления светоизлучающих приборов, в особенности полупроводниковых лазеров, рассмотрим их основные свойства.

В отличие от обычного (гомогенного) р-n перехода, образуемого в одном и том же монокристалле путем соответствующего распределения примесей, гетеропереход получается при контакте двух различных полупроводников. В зависимости от содержащихся примесей оба полупроводника могут иметь как одинаковый тип проводимости (" изотипные" гетеропереходы, например, структуры n-n⁺, p-p⁺ и др.), так и разный (" анизотипные" переходы р-n, р-n⁺ и т.д). Рассмотрим для определенности анизотипный переход, образованный широкозонным полупроводником p-типа и узкозонным n-типа. На рис.9а показана энергетическая диаграмма обоих полупроводников до образования перехода. Через E_g, W и F обозначены ширины зон, работа выхода электронов и уровни Ферми, соответственно. После создания гетероперехода получается энергетическая диаграмма, показанная на рис.9. В отсутствие тока уровень Ферми в обоих полупроводниках становится одинаковым и между ними возникает контактная разность потенциалов v_k=(W_P - W_n)/е. Так как электронное сродство X_P и X_n в общем случае различно, то на границе перехода X=О, в отличие от обычного р-n перехода, возникает разрыв в зоне проводимости DE_C. Разрыв также образуется и в валентной зоне. В зависимости от соотношения между X_P и X_n, с одной стороны, и шириной запрещенных зон E_gp и Еgn с другой, эти разрывы могут иметь либо вид “стенки” (Dе_с), либо вид “крючка” (DE_V ). При подаче на переход внешнего напряжения в прямом направлении (“+” к р-области, “-“ к n ) происходит раздвижка уровней Ферми на величину e_V, и контактная разность потенциалов также уменьшается на эту величину (рис.10). Но даже при уменьшенной контактной разности потенциалов инжекция электронов из n- в p-область затруднена наличием для них на границе потенциального барьера. В то же время инжекция дырок из р-в n-область происходит почти беспрепятственно, так как размеры барьера типа “крюк” малы (меньше длины волны де Бройля носителей) и дырки свободно проходят его. Таким образом, в гетеропереходе осуществляется односторонняя инжекция носителей.

Преимущества гетеропереходов для создания светоизлучающих приборов в наибольшей степени реализуются в двухсторонней гетероструктуре (ДГС) (рис.11).В этой структуре используется два гетероперехода: анизотипный n-p, и другой — изотипный р—p⁺, причем области большего легирования (р⁺) соответствует более широкозонный материал. Из рис.11 видно, что в такой структуре можно получить ограничение неравновесных носителей (электронное ограничение ) в узкозонной области толщиной d. Эта область является светоизлучающей.

Таким образом, в ДГС можно существенно понизить потери на безызлучательную рекомбинацию. Кроме того, в такой структуре облегчается вывод света из прибора, так как он излучается средним узкозонным материалом и, следовательно, не поглощается в соседних областях с широкими запрещенными зонами. И, наконец, резкое изменение концентрации носителей на гетеропереходах приводит к сильному изменению показателя преломления на границах среднего слоя и, тем самым, к приданию этому слою волноводных свойств. Это явление называют оптическим ограничением. Следует также отметить, что волноводными свойствами обладают и обычные гомогенные p-n переходы.

Предпробойные светодиоды. В этом типе светодиода неравновесные носители создаются за счет процессов ударной ионизации атомов решетки. Для таких процессов требуются электрические поля высокой напряженности (5.10⁵-10⁶ В/cм). Подобные поля создаются при небольшом обратном напряжении в p-n переходах с шириной области объемного заряда порядка 10^-5см.

Рис.9. Анизотипный гетеропереход

Свободные носители заряда, термогенерируемые как в самом переходе, так и вблизи него на расстоянии порядка длин диффузии L_n и L_р, ускоряются сильным полем перехода и могут приобрести кинетическую энергию, достаточную для возбуждения или ионизации атомов решетки. Возникшие при ионизации атомов решетки носители могут вновь ускоряться, если протяженность области высокого поля достаточна для этого. В предельном случае возникает лавина носителей, т. е. наступает электрический пробой р-n перехода. Спектр излучения р-n переходов, включенных в обратном направлении, состоит в общем случае из широкой полосы, простирающейся в область hn > E_g, и более узких полос, проявляющихся сильнее при низких температурах и содержащих кванты с E_g ³ hn. Эти же сравнительно узкие полосы присутствуют обычно в спектре излучения р-n перехода, включенного в прямом направлении. В арсениде галлия узкая полоса соответствует энергии квантов hn @ E_g, в GaP- hn > E_g. В последнем случае полосы появляются на фоне сплошного спектра только при температуре Т< 14ОК, растут по мере уменьшения Т и связаны, по-видимому, с рекомбинацией неравновесных носителей через донорно—акцепторные пары. Широкая же полоса с hn> E_g образуется в результате наложения двух процессов: прямой рекомбинации быстрых электронов и дырок и внутривенных переходов в валентной зоне.

Материалы, применяемые для изготовления светодиодов, выбираются так, чтобы их спектральный диапазон излучения полностью или частично лежал в видимой области. Видимая область определяется чувствительностью человеческого глаза и лежит в диапазоне длин волн фотонов l от 0, 38 мкм (фиолетовый-ультрафиолетовый свет) до 0, 78 мкм (красный-инфракрасный свет). Этот диапазон длин волн соответствует фотонным энергиям, лежащим в интервале 1, 7 — 3, 1 эВ. Кроме того, для практических целей часто оказывается желательным, чтобы и спектральные распределения излучения соответствовали спектральной чувствительности глаз. Так как максимальная энергия, которая может выделиться при рекомбинации носителей, равна ширине запрещенной зоны данного полупроводника E_g, вышеприведенным требованиям могут удовлетворить только полупроводники с e g > 1, 7 эВ (широкозонные полупроводники). Поэтому, например, такие распространённые материалы, как германий Ge (Е_g - 0, 66 эВ) и кремний Si (E_g=1, 12 эВ) для изготовления светодиодов не используются.

Основными полупроводниковыми материалами, применяющимися в настоящее время для изготовления светодиодов, являются фосфид галлия GaР (E_g = 2, 26 эВ), карбид кремния SiС (E_g=2, 4 - 3, 2 эВ в зависимости от политипа), твердые растворы GaАs_X P_i - x и GaAl_xAs_1-x. Для современных серийных излучающих диодов инфракрасного (ИK) диапазона основным материалом является арсенид галлия GаAs с E_g=1, 44 эВ.

Большинство полупроводниковых материалов, применяемых для изготовления светодиодов, кроме главного максимума излучения, имеют и побочные максимумы, которые иногда оказываются значительно сдвинутыми относительно главного. Если такой побочный максимум попадает в инфракрасную область спектра, то это приводит к снижению КПД, а цвет излучаемого света остается неизменным. Если же побочный максимум располагается в видимой части спектра, то при этом может произойти значительное изменение цветовой тональности. В частности, GaP в зависимости от вида легирующей примеси может иметь максимумы в ИК, красной и зеленой областях спектра. Изменяя концентрацию и тип вводимых в полупроводник примесей, можно добиться повышения одного из максимумов излучения относительно других. Так фосфид галлия, легированный цинком и кислородом, эффективно излучает красный свет. Добавление же в GaP изоэлектронной (т. е. имеющей такую же валентность, что и основные атомы вещества) примеси азота N усиливает излучение в зеленой части спектра.

⇐ Предыдущая 1 2 345 6 Следующая ⇒