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

полярности. При дополнительном импульсе той же поляр­ ности, что и основной, новая вспышка, связанная с доба­ вочной ионизацией (Ь2увеличивается), появляется в прианодной области кристалла.

Если увеличивать амплитуду второго импульса сверх

щий ионизацию в пределах второго импульса (рис. 32.5, а). Особенно быстро увеличиваются при этом пики L, и L3, которые становятся равными, когда Ft = V2 и промежут­ ки между всеми импульсами одинаковы (на рис. 32.5, б эти пики обозначены L0). Теперь обратный импульс так­ же ведет ионизацию, поэтому происхождение преобладаю­ щего (основного, главного или первичного) пика Ь0 несколько иное. Если для удобства сохранить термины «катодная и анодная области кристалла», относя их к пер­ вому импульсу на рис. 32.5, то пик L0 в начале второго импульса по-прежнему связан с перемещением электро­ нов в прикатодную область зерен, где во время первого им­ пульса происходила ионизация. Однако теперь в бывшей прианодной области зерна также происходит ионизация, поэтому пик L0 образуется при рекомбинации электронов, освобожденных не только из ловушек, но и с уровней цен­ тров свечения и из валентной зоны. Иначе говоря, пик L0 состоит из пика и пика, связанного с потоком элек­ тронов, созданных при ионизации. Последняя причина появления L0, как это следует из опытов (§ 15), преобладает, поэтому общие свойства Ь0 сходны со свойствами пика

при возбуждении однополярными импульсами (в обоих случаях вспышка связана с рекомбинацией электронов, созданных вследствие ионизации у одного края кристал­ ла, с дырками, появившимися у противоположного края кристалла в промежуток времени, предшествующий дан­ ному импульсу). Хотя пик L0 в несколько раз больше прежнего Lu пик Ь2 увеличивается относительно мало, что приводит к преобладанию L0. Пик Ь2, сохраняющий свою природу, становится теперь второстепенным, по­ бочным. Небольшой дополнительный пик V , наблюдаке щийся при возбуждении однополярными импульсами (рис. 32.1), в условиях переменного напряжения практи­ чески не заметен. /

Высота ближайших основных пиков L0 может/быть несколько различной, так как они излучаются противо­ положными областями кристаллов. Эта «равноволвовоеть»

226

увеличивается для менее прозрачных люминофоров и

Относительно небольшое изменение Ьгпри переходе от од­ нополярных к разнополярным импульсам свидетельствует о том, что интенсивность ионизации в пределах каждого им­ пульса изменяется мало. Вообще говоря, можно ожидать не­ которого улучшения условий ионизации на переменном напряжении, так как каждый импульс внешнего поля складывается с полем поляризации того же направления, ос­ тавшимся после предыдущего импульса, и поле в кристалле, таким образом, усиливается (аргументы в пользу участия поляризационного поля в процессе возбуждения ZnS — Мп получены в работе [148]). Поскольку свечение на разно­ полярных импульсах во много раз превышает свечение на однополярных импульсах той же длительности, ам­ плитуды и частоты повторения, то при небольших изме­ нениях условий ионизации в пределах каждого импульса основной причиной увеличения яркости может быть толь­ ко дальнейшее увеличение вероятности излучательных рекомбинаций. Следовательно, возбуждение переменным напряжением является наиболее выгодным в энергети­ ческом отношении. Хотя измерения энергетического вы­ хода при возбуждении ЭЛ импульсами одного направле­

получаемого на переменном напряжении.

Если импульсы имеют трапециевидную или синусои­ дальную форму, то общий вид волны яркости сохраняет­ ся (см. рис. 32.5 в и г), но положение основного светового пика относительно волны напряжения зависит от усло­ вий возбуждения. В случае прямоугольной или трапецие­ видной формы напряжения максимум L0 появляется обыч­ но при переходе внешнего напряжения к постоянному значению. При достаточно большом напряжении трапе­ циевидной или треугольной формы максимум пика L0 может, однако, появляться еще во время линейного роста напряжения (рис. 15.4). Положение максимума L0 из­ мерялось как при треугольной форме импульсов [142, 143], так и трапециевидной [149, 164]. Оно зависит от амплитуды напряжения, длительности импульсов, кру­ тизны переднего фронта и температуры. Кроме того, при прочих равных условиях временное положение максимума

8* 227

вспышки (и соответствующее ему «критическое напря­ жение») различно в синей и зеленой спектральных облас­ тях. Как следует из данных, приведенных в § 15, а также в конце настоящего параграфа, с результатами измерений согласуется представление о том, что главные световые пики (в случае импульсов напряжения с достаточно дли­ тельным передним фронтом) образуются вследствие на­ ложения двух процессов: уменьшения со временем числа ионизованных центров и увеличения числа электро­ нов, поступающих к ним вследствие ионизации на противо­ положном конце кристалла. С количественной стороны вопрос о фазовом положении основного максимума Ь0 при синусоидальном напряжении обсуждается позже, так как предварительно необходимо рассмотреть особен­ ности процессов тушения при электролюминесценции и их роль в образовании L0.

Небольшой побочный пик Ьп (рис. 32.5), который по­ является обычно несколько раньше момента прохождения V через нуль [1501, вызван возвращением в область иони­ зации электронов, освобожденных из ловушек. Величина и временное положение Ln, как показано в работах Хааке [1511, Патека [152] и других авторов [35, 153, 154], зависят от напряжения, температуры и частоты. Помимо основного и побочного пиков, в определенных условиях (не изолированные от электродов более проводящие об­ разцы, высокие напряжения) может появиться третий значительный по величине пик в фазе с напряжением.

с напряжением, исчезающий при изоляции образца от электродов или при понижении напряжения [155], свя­ зан, по-видимому с усилением роли рекомбинаций, иду­ щих одновременно с возбуждением, при увеличении тока, входящего в кристалл из электродов. В пользу этого предположения свидетельствует повышенная доля корот­ коволнового излучения в третьем пике по сравнению с излучением в двух других пиках [156].

Постоянная слагающая свечения, увеличивающаяся с ростом частоты, может быть связана как с некоторым перекрытием вспышек, так и миграцией дырок в толщу кристаллов [157].

в) Кинетика явлений в кристаллах. В § 30 уже отме­ чалось, что в зернах люминофора может происходить тер­ мическое освобождение дырок из центров свечения и

228

передача их центрам тушения. Можно' ожидать также, что одновременно происходит освобождение дырок и под действием ноля. Подобного рода тушение наблюдается при воздействии небольшим переменным напряжением на электро- и фотолюминофоры, возбуждаемые светом (§ 33).

Формально величина тушения отражается значением квантового выхода рекомбинации Р, поэтому присутствие процессов тушения скажется как на величине средней яркости электролюминесценции, так и на положении

Рис. 32.6. Изменение различных величин в течение периода напряжения V. Q — общее число дырок у одной из сторон кристалла с барьером, р и h — число дырок на центрах излучательной и безызлучательной рекомбинации соответственно; I — ток, L — свет, I — время.

пиков волн яркости. Последнее вытекает из того, что при наличии двух каналов рекомбинации (излучательной и безызлучательной) роль каждого из них в данный момент времени зависит от вероятности рекомбинации того и другого типа, которая в свою очередь связана с долей ды­ рок, находящихся в этот момент на центрах свечения.

В общем случае количественное рассмотрение всех возможных процессов в кристалле (ионизация решетки и центров свечения, освобождение дырок с локальных уров­ ней и их перераспределение между ними, рекомбинация) достаточно сложно, однако можно попытаться упростить эту задачу, учитывая, что в те или иные моменты периода напряжения в определенной области кристалла преобла­ дает один из возможных процессов [158]. 11а рис. 32.6 приведена схема, иллюстрирующая процессы образования

229

дырок и их перераспределения между центрами свечения и тушения в течение периода синусоидального напряже­ ния. Предполагается, что явления могут быть описаны с помощью модели кристалла, обладающего двумя противо­ положными барьерами, в которых попеременно происхо­ дит ионизация (см. рис. 15.2). Кривые напряжения и дру­ гих величин относятся к одной и той же области кристал­

то затем начинается их освобождение теплом или полем и перераспределение в пользу центров тушения, если уров­ ни последних расположены дальше от края валентной зо­ ны, чем уровни активатора. В результате к началу ре­ комбинации (момент ti) на уровнях центров свечения ока­ жется только Pi дырок. Дальнейший спад р происходит уже преимущественно вследствие рекомбинации, поэтому к концу периода произойдет примерно р г рекомбинаций с излучением и квантовый выход Р яг pJQ0. При одном и том же Qо в различных условиях (например, при разных температурах или At) величина Р окажется тогда тоже разной, так как условия освобождения дырок теплом и полем изменятся. Положение максимума света также за­ висит от р (t), а следоватеьно, и от р х и Р.

Полагая, что перераспределение дырок происходит только в течение At, можно получить приближенное

230