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

выражение для квантового выхода рекомбинации [158]. На рис. 32.7 приведена используемая далее схема располо­ жения уровней активатора и тушителя и указаны реком­ бинационные коэффициенты, соответствующие различным электронным переходам. Будем полагать сначала, что освобождение дырок с локальных уровней происходит только под действием тепла. Если пренебречь рекомбина­ цией (п — 0) и переводом валентных электронов на глу­ бокие уровни тушителя (Ет — Е ЛГ), а также в зону проводимости, то кинетические уравнения будут иметь следующий вид:

—= -^-и, если p<0^Nn, a h<^NT, получится следующее

выражение для квантового выхода

(32.2)

Это уравнение отражает уменьшение доли излучательных рекомбинаций при увеличении iVT, температуры Т и вре­ мени At, в течение которого происходит перераспределение дырок. При Т ->• 0 или At -» 0 выход стремится к макси­ мальному значению

имеет смысл промежутков между импульсами I'. Рис. 32.8 показывает, что световой пик Lj при включении напря­ жения тем меньше, чем больше t' и температура. При этом светосумма пика при выключении напряжения почти постоянна, т. е. Q0 = const и Ьг — Р. Быстрое умень­ шение Lj при небольших t' сменяется почти линейной за­ висимостью In от t' при больших временах, что соот­ ветствует виду (32.2). Если из нескольких зависимостей

231

Lx (t'), относящихся к разным Т, определять энергию Е, то она оказывается близкой к энергии активации тушения, которая находится из измерений яркости фотолюминес­ ценции тех же образцов в зависимости от температуры (около 0,2 эв). При малых временах In Ьх падает быстрее, чем линейно, что объясняется, по-видимому, значитель­ ной ролью добавочного тушения, идущего под действием

к линейному уменьшению In Lx при увеличении длительности импульсов инфракрасного света или их амплитуды.

Тушение под действием поля происходит в обычных образцах ZnS — Си вследствие заброса на уровни цен­ тров свечения валентных электронов, получивших не­ обходимую энергию после столкновения с ускоренными

второе слагаемое в первом из уравнений (32.1) заменится следующим: — ctp I Qf ( V 0), и величина квантового выхода рекомбинации, обусловленного только полевым тушением (Pv), определится следующим выражением:

где Р 0 дается уравнением (32.3), а с2 — постоянная. По­ лагая, что ток / 0 является надбарьерньщ и слабо зависит

232

интервале At, при небольшом тушении можно заменить выражение (32.4) следующим приближенным выражением:

(§ 8), т. е. величина тушения при постоянном At опреде­ ляется произведением / 0 ехр (— c3F~'2), где с8 — пос­ тоянная. Подобного рода зависимость наблюдалась при тушении переменным напряжением фотолюминесценции ZnS — Си, возбуждаемой ультрафиолетовым светом, ко­ торый ионизует центры зеленого свечения (§ 33).

В общем случае оба способа освобождения дырок из центров свечения (термическое и полевое) осуществляют­ ся одновременно, хотя в определенных условиях один из них может преобладать. Примером может служить

ратуре, а выход Ру — минимум. Напряжение на барьере

лении средней яркости свечения (§ 30), но при небольшом F, при котором М = 1 *). Вычисленные зависимости от температуры тока / 1=А“1/ 0F“''! (§12), который пропорциона­

*) Если в моменты высокого напряжения ионизация решетки сопровождается ионизацией центров свечения, то одновременно под действием поля будут происходить и переходы валентных элек­ тронов на уровни центров свечения. Подобные переходы также уменьшат выход рекомбинации, так как часть освобожденных дырок позже будет захвачена центрами тушения. Величина Лг окажется тогда иной (примерно половина периода), а будет определяться всем током /рМ через кристалл.

233

Если энергия активации тушения Е достаточно вели­ ка, то термическое тушение начинается в области темпе­ ратур, в которой полевое тушение уже ослаблено. В ре­ зультате кривая общего выхода £Р может иметь сложную форму с минимумом и максимумом (рис. 32.9). Значения средней яркости В и энергетического выхода при различ­ ных температурах также отражают зависимость SP (Т) и немонотонный ход кривых SP (Т) может привести к появ­ лению минимума и дополнительного максимума яркости

Рис. 32.9. Изменение квантового выхода рекомбинации и других величин при изменении температуры. Р у — квантовый выход, подсчитанный по урав­

выход; фт — фазовый угол основного светового пика при синусоидальном возбуждении, вычисленный с помощью (32.10) и (32.11), уг/ у а = 0,1 и р = 0,5.

при низких температурах (§ 30). Изменения В (Т), сход­ ные по форме с изменениями SP (Т) на рис. 32.9, наб­ людались в работе [160]. Для люминофоров типа ЭЛ-510 максимум тушения (минимум Ру) располагается при тем­ пературах, меньших, чем на рис. 32.9 (примерно около

234

рого происходит термическое освобождение и перераспре­ деление дырок, а следовательно, и от частоты /, так как At составляет определенную часть (б) периода: At = б//. Уравнение (32.2) можно поэтому записать следующим об­ разом:

Значения 6’ и Е для данного образца могут быть оценены по опытным зависимостям квантового выхода свечения Ри от частоты при различ­ ных температурах,поскольку

% = NP, где N — квантовый выход ионизации, величина которого определяется нап­ ряжением. При неизменном напряжении т]^ пропорцио­ нален энергетическому выхо­

зационных явлений в случае синусоидального напряже­ ния невелика.

В условиях возбуждения люминофора переменным напряжением прямоугольной формы (длительность им­ пульсов составляет постоянную часть периода Г0) время, соответствующее слабому внутреннему полю в конце

235

ч