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

ния в электролюминофорах обычно выше, чем в соответ­ ствующих фотолюминофорах).

Поскольку при возбуждении ЭЛ переменным полем носители заряда периодически подводятся к поверхности кристаллов, увеличивается по сравнению с фотолюминес­ ценцией роль поверхностных ловушек и центров реком­ бинации. Состояние поверхности образцов может суще­ ственно влиять на величину ЭЛ также и потому, что области концентрации внешнего поля и возбуждения рас­ полагаются в ряде случаев непосредственно у поверхно­ сти кристаллов.

В целом свойства ЭЛ определяются значительно боль­ шим числом факторов, чем свойства других видов люми­ несценции тех же веществ.

§ 2. Возможные механизмы возбуждения электролюминесценции

Основным вопросом при изучении ЭЛ является, есте­ ственно, вопрос о способе создания возбужденного со­ стояния вещества, который осуществляется в том или ином случае под действием электрического поля. Другой важной задачей оказывается выяснение всей схемы яв­ лений в кристалле, которые приводят как к появлению возбужденных центров свечения, так и самого свечения.

Так как ЭЛ отличается от других видов люминесцен­ ции прежде всего способом подведения энергии к вещест­ ву, то при ее изучении основное внимание должно быть уделено именно первой стадии процесса, приводящего к свечению, т. е. механизму возбуждения (или ионизации) центров свечения. Что касается второй стадии — возвра­ щения возбужденных центров в основное состояние с из­ лучением света, то при определенном строении этих цен­ тров достаточно обычно учитывать влияние электрического поля на условия рекомбинации, хотя в общем случае поле может влиять и на энергетические характеристики как центров свечения, так и основного вещества.

Можно представить себе несколько типов процессов, приводящих к появлению свечения твердых тел, находя­ щихся в электрическом поле. Во всех случаях поле долж­ но способствовать появлению либо непосредственно воз­ бужденных состояний центров свечения, либо дополни­ тельных, неравновесных носителей в зонах разрешенных

*5

энергий. Последующий захват этих носителей центрами свечения также приведет к их возбуждению.

В целом дополнительная концентрация возбужденных носителей в веществе может быть получена только двумя основными путями: созданием их в кристалле непосред­ ственно под действием сильного поля или пространствен­ ным перераспределением под влиянием поля носителей, уже имеющихся в твердом теле (включая систему кри­

а) Туннельный эффект. Если внешнее напряжени приложенное к полупроводнику или диэлектрику, соз­ дает достаточно сильный наклон энергетических зон, то валентные электроны могут с определенной вероят­ ностью перейти в зону проводимости, сохраняя при этом потенциальную энергию, полученную ими от поля. В ре­ зультате в разных местах кристалла появятся свободные электроны и дырки, т. е. совершится ионизация атомов решетки (переход 1 на рис. 2.1).

Вероятность ионизации полем зависит как от высоты потенциального барьера, который должен преодолеть электрон (ширина запретной зоны в случае прямых переходов), так и от его ширины, уменьшающейся с рос­ том напряженности поля. Наименьшее необходимое на­ пряжение равно ДЕ/е (ДЕ — ширина запрещенной зоны), а напряженность доля $, при которой появляются за­

16

ным полем. Таким путем можно получить квантовый выход рекомбинации, приближающийся к единице.

При анализе опытных данных по ЭЛ важно знать форму характеристик явления, свойственных данному механизму возбуждения.

Туннельные переходы валентных электронов в зону проводимости рассматривались теоретически рядом ав­ торов. Зинер [8] получил следующее выражение для вероятности прямого перехода электрона из валентной

Здесь е — заряд электрона, т — его эффективная масса, h — постоянная Планка, d — постоянная решетки, ДЕ —ширина запрещенной зоны. Более общие выражения для вероятности туннельных переходов, полученные поз­ же другими авторами [9—12], также содержат экспонен­ циальный множитель вида ехр (—с<о-1), от которого и зависят основные изменения вероятности. Это относится к переходам в зону проводимости электронов как основ­ ного вещества, так и атомов примеси [131. В работе [14], например, было получено следующее выражение для вероятности прямых межзонных переходов:

р — n-переход в германии привело к достаточно хоро­ шему согласию с опытом.

Влияние температуры на вероятность туннельных процессов будет наиболее сильным в случае непрямых переходов, происходящих с участием фононов. Подобные переходы характерны для веществ, у которых минимум энергии электронов в полосе проводимости и максимум

ввалентной зоне соответствуют различным импульсам. Необходимое изменение импульса электрона достигается

вэтом случае за счет взаимодействия с решеткой (погло­ щение фонона). Соответственно немного изменяется высота

18

однофононных переходов выражается следующим образом:

т. е. общий вид зависимости ш ($) сохраняется, но при­ сутствует предэкспоненциальный множитель, описыва­ ющий увеличение числа фононов с температурой. Так как величина а0 слабо зависит от Т , изменение АЕ (Т) также относительно мало, то зависимость w (Т) опреде­ ляется знаменателем множителя перед экспонентой. Энер­ гия фонона Ясо имеет порядок сотых долей электронвольта.

В веществах, в которых возможны как прямые, так и непрямые переходы, в различных условиях могут пре­ обладать одни из них. Появление по мере увеличения запирающего напряжения прямых переходов наблюда­ лось, например, в германиевых диодах [15]. При этом излом вольт-амперной характеристики приходился на напряжение 0,13 в, соответствующее энергетическому

так и условиями туннелирования большинства электро­ нов (число переходов в секунду зависит от плотности свободных состояний в области, куда переходят электроны, и от плотности занятых электронами состояний в той части кристалла, откуда туннелируют электроны). Общий тун­ нельный ток при данном напряжении может быть получен интегрированием выражения, учитывающего зависимость

в условиях, отвечающих рис. 2.1, когда максимум рас­ пределения электронов по энергиям в металле находится около уровня Ферми, а соответствующие состояния в полу­ проводнике практически свободны, будут преобладать

в этом сечении барьера. Тогда для тока можно принять выражение следующего вида:

19

здесь CjHCj — величины, которые можно считать посто­ янными при данной температуре (хотя предэкспонендиальный множитель в формулах, полученных некоторыми ав­ торами, может также включать в себя напряженность поля; появляющаяся вследствие этого дополнительная зависимость i ($) значительно слабее, чем определяемая экспоненциальным множителем). Интегрирование урав­ нения (2.4) с учетом всех возможных переходов в барьере сохраняет общий вид зависимости i (<%).

Соотношение между <о и V0 зависит от типа барьера. Для барьера с линейным изменением Ш(барьер Шоттки,

резкий р — n-переход) имеем $ ~ / И 0.

стоянна (§ 6) и концентрация носителей пропорциональна соответствующим токам. Интенсивность свечения, воз­ никающего одновременно с ионизацией, зависит от кон­ центрации как дырок (р), так и электронов (п) в каждом сечении барьера. В случае р — n-перехода, когда элек­ троны туннелируют из валентной зоны, а входящий в пе­ реход электронный ток обусловлен тепловой генерацией пар в p-области и постоянен при данной температуре (как ток 3 на рис. 2.1), интенсивность свечения В про­ порциональна р, т. е. току i, связанному с ионизацией. Линейная зависимость В (i) наблюдалась, например, для туннельных переходов в кремнии [16]. Так как реком­ бинация в этом случае происходит в условиях высокого поля, когда электроны и дырки, ускоряемые полем, имеют значительно более высокие, чем тепловые, скорости и энергии, спектр излучения туннельного диода содержит кванты, превышающие ширину запрещенной зоны.

При высоких температурах и относительно слабых полях возможен переход электронов из валентной полосы в зону проводимости в результате совместного действия термического возбуждения и поля [101. Для того чтобы этот процесс имел значительную вероятность, электроны должны получить от решетки энергию, заметную по срав­ нению с шириной запрещенной зоны.

б) Возбуждение быстрыми носителями заряда. Есл свободные носители заряда попадают в область сильного поля, то, ускоряясь, они могут приобрести энергию, до­ статочную для возбуждения или ионизации атомов ре­ шетки или примеси. Процесс ударной ионизации в твер­

20