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

низких Т преобладает, по-видимому, инжекция электро­ нов в р-область, где вероятность излучательных перехо­ дов мала [6]. С увеличением тока максимум кривой В (Т) сдвигается в сторону более высоких температур. В том же интервале температур другие образцы переходов в SiC (кривая 3) или переходы в GaAs

показывают только падение яр­ кости с повышением темпера­ туры.

Если в спектре излучения присутствует несколько полос, то форма зависимости В (Т) для каждой из них может быть раз­ личной как из-за разной энер­ гии активации тушения, так и вследствие взаимодействия па­ раллельных каналов рекомби­ нации через центры, заполнение и заряд которых зависит от температуры. Возможен и про­ тивоположный ход зависимостей В (Т) у разных полос. В арсе­ ниде галлия, например, наблю­ далось падение с повышением температуры интенсивности двух

коротковолновых полос при одновременном интенсивности длинноволновой полосы [7].

Если толща образцов с переходами обладает достаточно высоким сопротивлением, то изменение Т сопровождается и изменением распределения напряжения по кристаллу. Интенсивность свечения, измеренная при постоянном напряжении на кристалле, будет возрастать с повышением Т из-за увеличения токов через переход.

§ 5. Зависимость яркости от напряжения

Так как интенсивность свечения определяется вели­ чиной тока через р — «-переход, для получения зависи­ мости В (У) необходимо знать вольт-амперную характе­ ристику перехода I (V). В зависимости от типа перехода и условий рекомбинации носителей форма кривых 1 (У) может быть различной.

Для обычных переходов с тонкой по сравнению с диф­ фузионной длиной L областью объемного заряда W, когда

37

рекомбинацией в этой области можно пренебречь, урав­ нение вольт-амперной характеристики имеет следующий вид [8]:

(5.1)

Здесь положительные значения V соответствуют прямому включению перехода (плюс источника — на ^-области). Ток насыщения I s (ток, идущий при больших обратных V) связан с генерацией пар носителей по обе стороны от перехода и их диффузией к переходу:

электронов в p-области и дырок в га-области. Если, как это часто бывает, переход несимметричен (преобладает

В этом выражении ток Iw, связанный с генерацией сво­ бодных носителей в самой области объемного заряда или рекомбинацией инжектированных в переход носителей при прямом включении перехода, определяется выраже­ нием

в котором W — ширина области пространственного за­ ряда, « ( И р — концентрация носителей и их время жизни

всобственном полупроводнике.

Вобщем случае ток насыщения может состоять как из диффузионной составляющей / s, так и генерационно- р.екомбинационной Iw. Выражение вида (5.3) получается

теоретически и для переходов типа р — i — п с протя-

38

Женной изолирующей областью г,^в которой происходят все рекомбинации [10—12].

Таким образом, при включении переходов в прямом направлении зависимость тока от напряжения имеет

Существует также ряд других теоретических выра­ жений для I {V), полученных на основе различных мо­ делей двойной инжекции носителей в полупроводники. Обзоры этих моделей приведены в работах [13, 14]. Су­ щественно, что в большинстве случаев при этом предпо­ лагается, что глубина уровней примеси невелика и по­ этому примеси полностью ионизованы. Если это обыч­ но справедливо для «классических» полупроводников типа Ge и Si при комнатной температуре, то в веществах с более широкой запрещенной зоной уровни примесей на­ столько глубоки, что они при той же температуре сво­ бодны только частично. Это приводит к необходимости учитывать изменение степени заполнения глубоких уров­ ней с изменением уровня инжекции [1, 15, 17]. Теорети­ ческое рассмотрение рекомбинации носителей, инжекти­ рованных в среднюю область р — i — тг-перехода, при­ водит в этом случае к вольт-амперной характеристике с участками, которые также описываются (5.5), но воз­ можны значения как А = 2, так и А = 1,5 [1, 16, 17]. Подобные зависимости наблюдались в ряде случаев для переходов в GaP и GaAs [18]. Применение модели р — i — тгперехода к веществам с широкой запрещенной зоной оправ­ дывается тем, что при изготовлении р — тг-переходов в них обычно образуются протяженные слои с высоким сопротивлением.

В обычных р — тг-переходах могут осуществиться условия рекомбинации через глубокие уровни, при ко­

При больших токах через образец падение напряжения на однородных частях кристалла будет значительным и напряжение F, входящее в выражение В (V), не будет

39

равйо внешнему Напряжению. Это обстоятельство, так же как и присутствие токов утечки, приводит к допол­ нительному усложнению формы зависимостей I (V) и В (V). В предельном случае сильной инжекции сопро­ тивление переходного слоя настолько уменьшится, что ток будет ограничиваться сопротивлением толщи кри­ сталла. Если проводимость объема кристалла при этом не увеличивается (из-за увеличения температуры образца или высокой концентрации инжектированных носителей), то вольт-амперная характеристика перехода становится линейной.

Температурная зависимость тока и яркости при посто­ янном напряжении определится выражением (5.5), если учесть изменения 10 (Т) и вероятности рекомбинации

сизлучением Р (Т). В частном случае тонкого перехода

ипреобладания электронного диффузионного тока (А =

=1) из почти скомпенсированной «-области (уровень Ферми проходит около уровней донорной примеси глу­ биной e<j) зависимость В (Т) будет приблизительно опи­ сываться следующим выражением:

(5.6)

так как

(L и D изменяются с температурой относительно слабо, еср — высота энергетического барьера на границе р- и «-областей). Если p -область перехода также близка к ком­ пенсации, то ed + еф ж АЕ — ба, где АЕ — ширина запрещенной зоны, а еа— глубина акцепторных уровней. Несмотря на спад Р (Т) с повышением температуры, В (Т) обычно растет, так как первый множитель в (5.6) изменяется быстрее (энергия активации тушения всегда меньше АЕ — еа).

До сих пор предполагалось, что инжекция носителей в переход осуществляется путем их диффузии. В очень узких переходах, созданных в материале с концентрацией примесей порядка 1019 см~3при малых прямых смещениях могут преобладать туннельные эффекты, которые при­ водят к характерной форме зависимостей от напряжения тока и интенсивности свечения. Рис. 5.1 относится к тун­ нельному диоду на основе арсенида галлия и включает

40

область напряжений, в которой диффузионные токи и соответствующее им свечение еще не играют заметной роли [19]. При самых малых напряжениях (до 0,5 в) прямой ток связан с туннелированием электронов непо­ средственно в свободные состояния валентной полосы р- области (переход 1 на рис. 5.2). При более высоких на­ пряжениях межзонные переходы прекращаются, но воз­ можны туннельные переходы электронов и последующая

V.B

Рис. 5.1. Ток I и общая интенсивность излучения В в зависимости от пря­ мого напряжения на туннельном р — n-переходе в арсениде галлия [19]. Исходный кристалл p-типа содержал цинк в концентрации около 5-101* с.н-*.

Температура 77 °К.

рекомбинация как с участием локальных уровней в за­ прещенной зоне (или «хвостов» плотности состояний в раз­ решенных зонах), так и без их участия. Это приводит к появлению «избыточных» токов и свечения при напря­ жениях 0,5—1,4 в (см. рис. 5.1).

Если рекомбинация происходит через локальные уров­ ни определенной глубины (переход 2 на рис. 5.2), то ве­ личина квантов излучения одинакова при различных на­ пряжениях, а интенсивность свечения максимальна при том напряжении, при котором дно зоны проводимости n-области и локальный уровень находятся примерно на одной энергетической высоте. Если же уровни примесей не участвуют в рекомбинации (переход 3), то энергия фотонов увеличивается вместе с ростом напряжения и максимум спектральной полосы перемещается в сторону высоких частот [20—24]. Из рис. 5.2 следует, что энергия квантов hv, соответствующая максимуму полосы, равна

41