Файл: Верещагин, И. К. Электролюминесценция кристаллов.pdf

менное увеличение F0 при Т = 100—250 °К (см. рис. 13.1) Это является следствием того, что напряжение V = 20 в, к которому относится кривая F 0 (Т) на рис. 13.1, выше необходимого для пробоя барьера при низких температу­ рах (12,1 в при Т — 100 °К; см. рис. 13.2), но соответству­ ет постепенно уменьшающимся значениям М при более высоких Т (вследствие увеличения ст), т. е. «сопротив­ ление» барьера растет в некотором интервале температур. Дальнейшее увеличение Т настолько увеличивает / 0, что напряжение на барьере начинает падать. Соответст­ вующие значения N (F0, Т) быстро уменьшаются с ро­ стом температуры (см. рис. 13.1). Форма кривых F0 (Т) и N (Т) мало изменяется, если расчеты проводятся при других значениях коэффициента Ъ (например, при Ъ — 10

и 20 в для Т = 300 °К).

В опытах с монокристаллами, имеющими невысокий барьер (например, окиси цинка; см. раздел V), когда при повышении напряжения вместе с током увеличивается и температура кристалла, можно непосредственно наблю­

F 0 растет с увеличением F, постепенно испытывая насыще­ ние; нагрев кристалла током приводит к быстрому па­

Зная зависимость F 0 (Т) при F = const, можно построить зависимость числа G ионизаций в барьере за секунду от

высота барьера со стороны металла (или энергетическое расстояние заполненных поверхностных уровней от вер­

электронов, проходящих через 1 см2 поверхности кристал­ ла за секунду.

С учетом изменения F 0 (Т) уравнение (13.3) дает кри­ вые G (Т), приведенные на рис. 13.3 и соответствующие

94

числу ионизаций в секунду, приходящихся на 1 см2

при еф = 0,16 эв (величина, которая была использована

Т,°К

Рис. 13.3. Скорость ионизации G в зависимости от температурьГпри трех на­

в ZnS, в котором глубина основных уровней доноров рав­ на 0,25 эв, а уровень Ферми располагается вблизи этого значения, так как в обычных образцах электролюмино­ форов концентрация донорных примесей лишь не намного превышает концентрацию акцепторных (§§ 22, 28). Об­ щая форма G (Т) мало зависит, однако, от выбранных значений еф0-

Основной особенностью этих кривых является присут­ ствие максимума, который появляется вследствие конку­ ренции двух факторов: увеличения первоначального то­ ка / 0 с ростом температуры и падения Е0, а следовательно, и числа ионизаций, приходящихся на каждый прошедший через кристалл электрон. Если использовать другие значения параметров, то общая форма кривых G (T) со­ храняется, но положение максимумов изменяется. Так,

если еф = 0,1 эв и при Т = 300 °К Ъ = 20 е, I tR = 1 в,

то максимумы смещаются примерно на 20° в сторону вы­ соких температур по сравнению с максимумами кривых на рис. 13.3.

95

г) Температурная зависимость яркости свечения. По счет G(T) не зависит от того, в каких условиях идет реком­ бинация: одновременно с ионизацией или после ее прекра­ щения в изолированных кристаллах (в последнем случае необходимо только постоянство G в течение импульса напряжения). Но выражения для яркости и ее абсолютные значения будут различны в этих двух случаях. Если ре­ комбинация происходит в условиях сквозного тока через барьер, включенный в запирающем направлении, то В ~ QGP, где 0 — доля рекомбинаций в пределах кристал­ ла, а Р — величина, отражающая тушение центров све­ чения, уже захвативших дырки. В области, где Р и G по­ стоянны, изменения В (Т) будут более быстрыми, так как добавляется возрастающий с температурой множитель

0 - / о ( Т ) .

При возбуждении изолированных кристаллов все ре­ комбинации происходят в пределах кристаллов и их общее число в течение полупериода напряжения равно числу ионизаций, т. е. в этом случае В = G (Т) Р (Т), если яркость выражена в числах рекомбинаций за единицу времени. Рассмотрим зависимость В (Т) в этом случае. Для получения кривых В (Т) необходимо знать изменения с температурой вероятности излучательных рекомбина­ ций Р. Основное свечение появляется после возврата электронов в область ионизации в моменты спада внешне­ го напряжения или увеличения его в противоположном направлении, когда поле в области скопления дырок ма­ ло. В этом отношении условия рекомбинации сближают­ ся с условиями, существующими при фотовозбуждении тех же образцов. Квантовый выход фотолюминесценции уменьшается с ростом температуры (§ 1), причем энергия активации тушения Е, входящая в (1.1), у электролюми­ нофоров часто заметно меньше, чем у аналогичных по составу фотолюминофоров [68]. При одной и той же сред­ ней яркости фото- и электролюминесценции в последнем случае основное излучение исходит из малых областей кристаллов и в течение небольшой части периода напряже­ ния, т. е. рекомбинация происходит при более высоких в среднем концентрациях носителей. В эту часть периода процессы тушения будут поэтому ослаблены (в (1.1) коэффициент с уменьшается с ростом концентраций элект­ ронов и дырок). В другие же части периода, когда реком­ бинации нет, освобождение дырок из центров свечения будет происходить более интенсивно, поэтому вид теоре­

96

тической зависимости Р (Т) в этом случае будет несколько иным, чем вид, следующий из (1.1) (§§ 30, 32). Тем не менее

.для получения приближенной температурной зависимости Р при электровозбуждении можно воспользоваться опыт­ ными данными по температурному тушению фотолюминес­ ценции тех же образцов.

На рис. 13.4 приведена температурная зависимость яркости фотолюминесценции образца сульфида цинка с зеленым свечением и кривые яркости В (Т)= G (Т)-Р (Т),

В,Р

Рис. 13.4. Теоретическая зависимость яркости В от температуры при трех напряжениях. Значения В при V = 10 в увеличены в 25 раз, а при V = 40 в — уменьшены в 6,6 раза. Значения В и Р — в относительных единицах.

которые соответствуют значениям G на рис. 13.3. Падение Р с ростом температуры приводит к перемещению мак­ симума кривых G (Т) в сторону более низких температур.

На рис. 13.5 приведены примеры экспериментальных зависимостей В (Т) для различных веществ. Их общая фор­ ма подобна форме рассчитанных кривых. Положение мак­ симума зависит как от напряжения, так и от величины токов и других характеристик образцов. Поскольку при вычислении кривых В (Т) использовались параметры, характерные для ZnS-люминофоров, эти кривые оказы­ ваются наиболее близкими к опытным зависимостям имен­ но для этого вещества. Перемещение максимума кривых В (Т) с увеличением напряжения также наблюдалось на опыте (§ 30).

Таким образом, упрощенная схема явлений в барьере типа Шоттки передает основные черты явлений, наблю­ дающихся на ряде образцов. Разумеется, разнообразие реальных образцов и условий их возбуждения может

приводить к усложнению или видоизменению кривых В (Т) по сравнению с рассчитанными. В частности, влия­ ние процессов тушения, обусловленных полевым осво­ бождением дырок из центров свечения, может привести к тому, что зависимость Р (Т) несколько изменится и на

В

Рис. 13.5. Примеры опытных зависимостей яркости разных веществ от тем­ пературы. 1 — Порошкообразный сульфид цинка с зеленым свечением, на­ ходящийся в вакууме, соприкасающийся с электродами и возбуждаемый пе­ ременным напряжением; 2 — карбид кремния с резким р — п-переходом, включенным в запирающем направлении (напряжение — постоянное); з — монокристалл окиси цинка с запирающим слоем у поверхности (импульсное

однополярное напряжение).

кривых В(Т) появится дополнительный максимум

(§§ 30, 32).

Присутствие туннельной составляющей у тока / 0 мо­ жет привести к увеличению яркости при низких тем­ пературах, когда туннельный ток преобладает.

§14. Квантовый и энергетический выходы электролюминесценции

Существенной характеристикой свечения является энергетический выход (к. п. д.). Перспективы совер­ шенствования электролюминесцентных источников света зависят, в частности, от предельной величины выхода, достижимой в данных условиях при определенном механиз­ ме возбуждения. Далее на основе прежних представле­ ний рассматривается зависимость выхода от напряжения, величина максимального выхода, а также влияние тем­ пературы на выход [53, 70].

а) Выход при ударном механизме возбуждения. На более высокий выход получится, если все рекомбинации

98

созданных полем носителей происходят в пределах кри­ сталла люминофора (0 = 1). Это возможно и при ЭЛ на постоянном напряжении, если область сильного поля рас­ положена в глубине кристалла и неравновесные дырки (электроны), выходящие из области ионизации, успевают прорекомбинировать не доходя до электродов. Подобный вариант может осуществиться, например, в случае « — р — «-структуры с протяженной «-областью со стороны като­ да или цепочки кристаллов с электронной проводимостью. В противоположность этому, свечение в одиночных р — «-переходах или поверхностных барьерах на границе с металлом должно иметь малую эффективность, так как большинство дырок покидает люминофор. В последнем случае (рекомбинации идут только в области сильного

Этот случай относится также к возбуждению переменным напряжением изолированных образцов с барьерами.

где t — время пролета электронами области ионизации Wt, а т = (у«о)-1 — рекомбинационное время жизни в уело виях слабого поля. Почти такое же значение 0 получается для р — «-переходов при рекомбинации в слое умножения

^> 2 , N изменяется только от 0,5 до 1, абсолютные значе­ ния внутреннего выхода зависят прежде всего от 0 и Р. Поскольку внешний выход примерно на порядок меньше внутреннего, а величина Р при комнатной температуре мо­ жет иметь порядок 10-1, то измеряемый выход окажется равным 10-6—10"7 квантов на электрон. Выход при этом растет с увеличением напряжения и тока. Внешний кван­ товый выход порядка 10_6 фотонов на электрон наблюдал­ ся для р — «-переходов в кремнии [71] и поверхностных барьеров на окиси цинка (§ 20).

4* 99