Файл: Прикладная электролюминесценция..pdf

|)йне. Mx тожё можно йспбльзоваТь в быстродействующих оптбэлектронных устройствах, но пока здесь имеются большие трудно­ сти, так как такого рода электролюминесценцию удалось возбудить только импульсами напряжения порядка 10 кВ.

1.3. ИНЖЕКЦИОННАЯ ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ

Инжекционная электролюминесценция в отличие от предпробойной, не требует приложения к образцу боль­ ших разностей потенциалов *. Зато характер контактов с металличеекимиэлектродами играет здесь очень важ­ ную роль. Например, если один из контактов окажется выпрямляющим и будет включен в запорном направле­ нии, то все приложенное напряжение сосредоточится на нем и инжекционной электролюминесценции не возник­ нет просто потому, что ток сквозь кристалл будет очень мал.

Простейший случай инжекционной электролюминес­ ценции представляет собой свечение р—« перехода, включенного в прямом направлении. В этом случае элек­ троны в «-области и дырки в p-области движутся под действием приложенного напряжения навстречу друг другу. Электроны из «-области проникают (инжектиру­ ются) в p-область и рекомбинируют там вблизи перехо­ да. Дырки в свою очередь, могут инжектироваться из p-области в «-область и тоже рекомбинировать вблизи р—« перехода. Обычно, однако, один из этих двух про­ цессов преобладает, так что инжекция оказывается одно­ сторонней.

Если введенная примесь образует центры люминес­ ценции, то рекомбинация на них неравновесных носите­

на также безызлучательная рекомбинация на центрах тушения. Соотношение между ними зависит как от пара­ метров соответствующих центров и их концентраций, так и от интенсивности возбуждения. Часть из инжектиро­ ванных носителей заряда может вообще не рекомбини­ ровать в кристалле, а уйти в электрод. Все это приво­ дит к тому, что яркость инжекционной электролюмине­

* Обычно для получения вполне заметной инжекционной элек­ тролюминесценции бывает достаточно нескольких вольт (против де­ сятков вольт, необходимых для возбуждения предпробойной электро­ люминесценции) .

24

сценции обычно бывает нелинейно связана с проходя­ щим током.

При инжекции сравнительно легко создать большую концентрацию неравновесных носителей заряда. Поэтому здесь помимо излучательной рекомбинации на центрах люминесценции нередко наблюдается и непосредствен­ ная рекомбинация свободных носителей заряда друг с другом, также сопровождаемая излучением, но уже другого спектрального состава (более коротковолновым). Это приводит к тому, что спектр инжекционной электро­ люминесценции обычно бывает сложным.

Эффективность инжекционной электролюминесценции, в принципе, может быть очень высокой, так как здесь практически отсутствует бесполезное поглощение энер­ гии, снижающее эффективность предпробойной электро­ люминесценции. В тех случаях, когда удается очистить кристалл от вредных примесей или устранить их влия­ ние, эффективность инжекционной электролюминесцен­ ции становится близкой к 100%. Это — один из наиболее перспективных способов возбуждения электролюминес­ ценции.

Электронно-дырочный переход в полупроводнике

Прежде всего рассмотрим свойства р—п перехода и механизм прохождения сквозь него тока. Как известно, р—п переход есть граница между двумя областями кристалла, из которых одна имеет электронную (я), а другая — дырочную (р) проводимость. Дости­ гается это обычно тем, что в полупроводник, содержащий избыток одной примеси, например доноров, с поверхности вводят акцепторы. Один из простейших способов их введения — длительный : прогрев монокристалла в атмосфере паров металла, атомы которого явля-. ются .акцепторами в данном полупроводнике. Акцепторы проникают в полупроводник вследствие диффузии, поэтому такой процесс обыч­ но называют диффузионным отжигом или просто Диффузией. После диффузионного отжига концентрация акцепторов плавно уменьшает­ ся по мере удаления от поверхности образца (рис. 1.7,а).

Другой способ введения акцепторов состоит в том, что тот же металл наносят на поверхность и сильно прогревают кристалл в те­ чение небольшого промежутка времени. Металл плавится и раство­ ряет часть полупроводника. При охлаждении раствор рекристаллизуется, в результате чего образуется слой полупроводника, легиро­ ванный преимущественно акцепторами. В таком случае их концент­ рация резко изменяется на некотором расстояний от поверхности

(рис. 1.7,6).

В обоих случаях вблизи поверхности концентрация акцепторов превышает концентрацию доноров, поэтому здесь образуется слон частично компенсированного полупроводника с дырочной проводимо­ стью, На некотором расстоянии от поверхности концентрации до­

25

норов и акцепторов в точности равны. Плоскость, проходящая через такие точки, называется плоскостью р—п перехода. Со стороны по­ верхности от этой плоскости расположен полупроводник с дырочной проводимостью, с другой стороны — полупроводник с электронной

проводимостью.

В области, прилегающей к р—« переходу, имеется градиент концентрации свободных электронов и дырок, благодаря которому свободные носители зарядов вследствие диффузии переходят в со­ седнюю область. В результате оттока свободных носителей зарядов по обе стороны от р—я перехода ионизированные примеси образуют слои объемного заряда (рис. 1.7,в, г). (Заметим, что p-область за­ ряжается отрицательно, а «-область — положительно). Электрическое поле этих связанных с кристаллической решеткой зарядов препят­ ствует диффузии. Процесс диффузии заряженных частиц в электри­ ческом поле условно можно рассматривать как суперпозицию двух токов — диффузионного и дрейфового' Последний называют иногда также омическим током.

В условиях термодинамического равновесия в каждой точке по­ лупроводника диффузионный и дрейфовый токи равны по величине и противоположны .по направлению, поэтому результирующий ток равен нулю. Наличие электрического поля приводит к сдвигу всех энергетических уровней в «-области по отношению к р-области. Формально условие равновесия заключается в требовании постоян­ ства уровня Ферми вдоль р—« перехода *.

Если к р и п областям монокристалла сделать электрические контакты и приложить к ним от внешнего источника напряжение, то оно почти целиком будет падать на области объемного заряда, поскольку концентрация свободных носителей зарядов здесь мини­ мальна. Если p-область полупроводника присоединена к отрицатель­ ному полюсу источника тока, а «-область — к положительному (та­

* Уровнем Ферми, или уровнем химического потенциала, назы­ вается некоторый условный уровень энергии электронов, положение которого выбрано таким образом, что если с ним совпадает энерге­ тический уровень некоторых реальных центров, то в состоянии термо­ динамического равновесия эти центры будут заполнены электронами ровно наполовину. Если реальный уровень расположен выше уровня Ферми, то вероятность его заполнения убывает приблизительно по закону Больцмана по мере удаления от уровня Ферми. Если же реальный уровень расположен ниже уровня Ферми, то таким же об­ разом убывает вероятность того, что он окажется пустым (т. е. будет занят дыркой).

Если по какой-либо причине уровень Ферми в данной части кри­ сталла окажется ниже, чем в другой, то в нее устремится поток электронов, а поток дырок направится в противоположную сторону. Постоянство уровня Ферми по всему кристаллу означает просто, что такие потоки отсутствуют.

Положение уровня Ферми определяется концентрациями доноров и акцепторов и глубиной их уровней, В условиях термодинамическо­ го равновесия оно однозначно связано с концентрацией свободных электронов и дырок. Чем ближе уровень Ферми к одной из зон, тем больше концентрация в ней свободных носителей заряда и тем мень­ ше эта концентрация в другой зоне,

26

ч

рекомбинационному». (Здесь имеются в вйду Только акты рекомби* нации, избыточные по отношению к тем, которые происходят, когда полупроводник находится в состоянии термодинамического равно­ весия). Поэтому в стационарном состоянии мощность излучения Ф (в ваттах) связана с силой тока J (в амперах) простым соотноше­

нием

Ф=[|3 ■

Тде р — отношение внешнего квантового выхода к внутреннему, т. е. (отношение числа вышедших из кристалла квантов к числу квантов, генерированных в результате рекомбинации; уКв — внутренний кван­ товый выход, или отношение числа актов излучательной рекомбина­ ции к полному числу актов рекомбинации; ftw— средняя энергия из­ лучаемых квантов, выраженная в электронвольтах.

Если бы все акты рекомбинации были излучательными (унп = 1), то интенсивность света была бы всегда пропорциональна току, так как доля вышедших наружу квантов определяется поглощением све­ та в материале и его отражением от границ кристалла и не зависит

личина внутреннего квантового выхода зависит от силы тока и от вида, количества и распределения примесных центров в области, прилегающей к плоскости р—п перехода.

Полный ток, текущий через р—п переход, складывается из то­ ков рекомбинации в n-области, в области объемного заряда и в р-об­ ласти. Можно рассчитать зависимость каждого из этих токов от напряжения и, сложив их, получить выражение для вольт-амперной характеристики р— п перехода. Точно также, рассчитав зависимость от напряжения мощности рекомбинационного излучения из каждой области и просуммировав результаты, можно определить люменвольтную характеристику перехода, т. е. зависимость яркости све­ чения от напряжения. Исключив напряжение из уравнений для вольт-амперной и люмген-вольтной характеристик можно найти вы­ ражение для люмен-амперной характеристики, которая представля­ ет наибольший практический интерес. Однако эти вычисления весьма сложны. Поэтому мы ограничимся качественным объяснением на­ блюдающихся на'опыте закономерностей.

28