ФИЗИКА ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ЭHEPГИИ В ДИОДНОМ ОПТРОНЕ

2.2. ФИЗИКА ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ЭHEPГИИ В ДИОДНОМ ОПТРОНЕ

Рассмотрение процессов преобразования энергии в оптроне требует учитывать квантовую природу света. Известно, что электромагнитное излучение может быть представлено в виде потока частиц - квантов (фотонов), энергия. каждого из которых определяется соотношением;

_ф=h=hc/n (2.1)

где h - постоянная Планка ;

с - скорость света в вакууме ;

n - показатель преломления полупроводника ;

, - частота колебаний и длина волны оптического излучения.

Если плотность потока квантов (т. е. число квантов, пролетающих через единицу площади в единицу вpeмени) равна N_ф, то полная удельная мощность излучения составит:

P_ф= N_ф _ф (2.2)

и, как видно из (2.1), при заданном N_ф она тем больше, чем короче длина волны излучения. Поскольку на практике заданной бывает P_ф (энергетическая облученность фотоприемника), то представляется полезным следующее соотношение

N_ф = P_ф/ _ф=510¹⁵ P_ф (2.3)

Рис.2.1. Энергетическая диаграмма прямозонного полупроводника (на примере тройного соединения GaAsP).

где N_ф, см^-2с^-1;, мкм; P_ф, мВт/см.

Механизм инжекционной люминесценции в светодиоде состоит из трех основных процессов: излучательная (и безызлучательная) рекомбинация в полупроводниках, инжекция избыточных неосновных носителей заряда в базу светодиода и вывод излучения из области генерации.

Рекомбинация носителей заряда в полупроводнике определяется прежде всего его зонной диаграммой, наличием и природой примесей и дефектов, степенью нарушения равновесного состояния. Основные материалы оптронных излучателей (GaAs и тройные соединения на его основе GaA1As и GaAsP) относятся к прямозонным полупроводникам т.е. к таким, в которых разрешенными являются прямые оптические переходы зона-зона (рис.2.1.). Каждый акт рекомбинации носителя заряда по этой схеме сопровождается излучением кванта, длина волны которого в соответствии с законом сохранения энергии определяется соотношением

_изл[мкм] =1,23/_ф[эB] (2.4)

Следует отметить, Что имеются и конкурирующие безызлучательные - механизмы рекомбинации . К числу важнейших из них относятся:

1. Рекомбинация на глубоких центрах. Электрон может переходить в валентную зону не прямо, а через те или иные центры рекомбинации, образующие разрешенные энергетические уровни в запрещенной зоне (уровень E_t на рисунке 2.1).

2. Оже-рекомбинация (или ударная). При очень высоких концентрациях свободных носителей заряда в полупроводнике растет вероятность столкновения трех тел, энергия рекомбинирующей электронно-дырочкой пары при этом отдается третьему свободному носителю в форме кинетической энергии, которую он постепенно растрачивает при соударениях с решеткой.

рис.2.2. Электрическая (a) и оптическая (b) модели светодиода.

A - оптически “прозрачная” часть кристалла; B - активная часть кристалла; C -“непрозрачная” часть кристалла; D - омические контакты; E - область объемного заряда.

Относительная роль различных механизмов рекомбинации описывается введением понятия внутреннего квантового выхода излучения _int, определяемого отношением вероятности излучательной рекомбинации к полной (излучательной и безызлучательной) вероятности рекомбинации (или, иначе, отношением числа генерированных квантов к числу инжектированных за то же время неосновных носителей заряда). Значение _int является важнейшей характеристикой материала, используемого в светодиоде; очевидно, что 0_int100%.

Создание избыточной концентрации свободных носителей в активной (излучающей) области кристалла светодиода осуществляется путем инжекции их р - n-переходом, смещенным в прямом направлении.

“Полезной” компонентной тока, поддерживающей излучательную рекомбинацию в активной области диода, является ток электронов I_n (рис.2.2,а), инжектируемых р - n-переходом. К “бесполезным” компонентам прямого тока относятся:

1. Дырочная составляющая I_p, обусловленная инжекцией дырок в n-область и отражающая тот факт, что р - n-переходов с односторонней инжекцией не бывает, Доля этого тока тем меньше чем сильнее легирована n-область по сравнению с р-областью.

2. Ток рекомбинации (безызлучательной) в области объемного заряда р - n-перехода I_рек. В полупроводниках с большой шириной запрещенной зоны при малых прямых смещениях доля этого тока может быть заметной.

3. Туннельный ток I_тун , обусловленный “просачиванием” носителей заряда через потенциальный барьер. Ток переносится основными носителями и вклада в излучательную рекомбинацию не дает. Туннельный ток тем больше, чем уже р - n-переход, он заметен при сильной степени легирования базовой области и при больших прямых смещениях.

4. Ток поверхностных утечек I_пов, обусловленный отличием свойств поверхности полупроводника от свойств объема и наличием тех или иных закорачивающих включений.

Эффективность р - n-перехода характеризуется коэффициентом инжекции:

(2.5)

Очевидно, что пределы возможного изменения  те же, что и у _int, т. е. 0 100%.

При выводе излучения из области генерации имеют место следующие виды потерь энергии (рис. 2.2,6):

1. Потери на самопоглощение (лучи 1). Если длина волны генерируемых квантов в точности соответствует формуле (2.4), то она совпадает с “красной границей” поглощения (см. ниже), и такое излучение быстро поглощается в толще полупроводника (самопоглощение).В действительности, излучение в прямозонных полупроводниках идет не по приведенной выше идеальной, схеме. Поэтому длина волны генерируемых квантов несколько больше, чем по (2.4):

2. Потери на полное внутреннее отражение (лучи 2).Известно, что при падении лучей света на границу раздела оптически плотной среды (полупроводник) с оптически менее плотной (воздух) для части этих лучей выполняется условие полного внутреннего отражения такие лучи, отразившиеся внутрь кристалла, в конечном счете теряются за счет самопоглощения.