- •Изучение характеристик излучающего диода Лабораторная работа №2. Изучение характеристик излучающего диода.
- •Сведения из теории.
- •Излучательная и безызлучательная рекомбинация. Внутренний квантовый выход люминесценции полупроводникового материала.
- •Спектр рекомбинационного излучения.
- •Инжекция носителей заряда в излучающем диоде.
- •Внешний квантовый выход.
- •Характеристики излучающих диодов.
- •Особенности характеристик светоизлучающих диодов.
- •Материалы и конструкции излучающих диодов.
- •Задание к лабораторной работе «Изучение характеристик излучающего диода»
Изучение характеристик излучающего диода Лабораторная работа №2. Изучение характеристик излучающего диода.
Цель работы: Изучение принципов работы излучающего диода и измерение его основных параметров.
Объект исследования: Набор свето- и ИК-диодов.
Задачи, решаемые в работе:
1. Ознакомиться с принципом работы и конструкционными особенностями излучающих диодов.
2. Измерить зависимость интенсивности излучения излучающих диодов от величины тока, протекающего через p-n переход.
3. Измерить и сравнить между собой спектры излучения набора излучающих диодов. Проанализировать изменение параметров излучения при различных значениях тока, протекающего через p-n переход излучающих диодов.
Сведения из теории.
Излучающим диодом называется оптоэлектронный полупроводниковый прибор с p-n-переходом, преобразующий электрическую энергию в энергию оптического излучения в видимой (светоизлучающий диод) или инфракрасной (ИК-диод) областях спектра. Оптическое излучение возникает в активной области излучающего диода в процессе излучательной рекомбинации электронов и дырок.
Излучательная и безызлучательная рекомбинация. Внутренний квантовый выход люминесценции полупроводникового материала.
В полупроводниках в зависимости от общего характера энергетического спектра, типа и концентрации легирующих примесей , наличия дефектов кристаллической структуры, температуры и условий возбуждения могут наблюдаться различные механизмы рекомбинации избыточных электронов и дырок. При некоторых из них испускаются кванты света (см.рис.1).
a б
в г
Рис. 1. Механизмы излучательной рекомбинации
в полупроводниках.
Механизмы излучательной рекомбинации.
1. В прямозонном полупроводнике (у которого минимум энергии в зоне проводимости и максимум энергии в валентной зоне соответствуют одному и тому же волновому вектору электрона) возможна межзонная рекомбинация без изменения волнового вектора. При этом механизме вся энергия электронно-дырочной пары преобразуется в энергию hν испускаемого фотона (процесс а на рис.1):
hν=Ei-Ej (1)
где Ei и Ej -энергии начального и конечного состояния электрона.
В условиях термодинамического равновесия темп межзонной излучательной рекомбинации (т.е. количество электронно-дырочных пар, рекомбинирующих в единице объема полупроводника в единицу времени) пропорционален концентрации дырок p0 и электронов n0 :
R0M=γrp0n0=γrni2 (2)
Коэффициент пропорциональности γr в выражении (2) называется коэффициентом межзонной излучательной рекомбинации.
В равновесных условиях темп рекомбинации в точности равен количеству электронно-дырочных пар, возникающих в единицу времени в единице объема. В связи с этим количество излучаемых при рекомбинации внутри полупроводника фотонов совпадает с числом фотонов, поглощаемых в процессе оптической генерации электронно-дырочных пар.
Если же термодинамическое равновесие в полупроводнике нарушено, т.е. в результате внешнего возбуждения возникли избыточные концентрации ∆p и ∆n свободных дырок и электронов, темп межзонной рекомбинации возрастет:
RM=γrpn=γr(p0+∆p)(n0+∆n) (3)
и его превышение над равновесным темпом RM0 окажется равным
∆RM=RM-RM0= γr(pn-p0n0)= γr(p0∆n+∆pn0+∆p∆n)=
=γr(p0+n0+∆n) ∆n (4)
Избыточное количество излученных фотонов, соответствующее темпу рекомбинации RM , в принципе может быть выведено из активной области полупроводника.
2. При межзонной излучательной рекомбинации с изменением волнового вектора электрона (возможной в непрямозонном полупроводнике), наряду с излучением фотона, происходит испускание или поглощение одного или нескольких фононов (процесс б на рис.1). Это участие фононов обеспечивает требуемое изменение волнового вектора электрона в акте рекомбинации, однако приводит к существенному (на несколько порядков величины) уменьшению коэффициента γr в формулах (2)-(4) , т.е. темпа излучательной рекомбинации.
Энергия фотона,излучаемого при непрямом переходе, отличается от разности энергий начального и конечного состояния электрона на величину энергии Eф фонона (или группы фононов), участвующего в акте рекомбинации.
hν=Ei-Ej±Eф (5)
3. Излучательная рекомбинация (аннигиляция) экситонов (процесс в на рис.1) имеет место в случаях, когда до рекомбинации образуются пары из электрона и дырки, соединенные за счет кулоновского взаимодействия -свободные экситоны. Дело в том, что при поглощении света полупроводником возможно такое возбуждение электрона валентной зоны, при котором он не переходит в зону проводимости, а образует с дыркой связанную пару-квазичастицу. Если такая пара оказывается связанной с атомом примеси или другим точечным структурным дефектом, то образуется связанный экситон. В непрямозонных полупроводниках излучение, возникающее при рекомбинации связанных экситонов, может быть даже более интенсивным, чем межзонное излучение.
4. Рекомбинация свободного электрона с дыркой, находящейся на акцепторном уровне (как и свободной дырки – с электроном на донорном уровне), также может приводить к излучению фотона (процесс г на рис.1). Для этого случая темп излучательной рекомбинации можно представить формулами, аналогичными выражениям (3) и (4):
Ra=γnnpa , (6)
∆Ra= Ra- Rao=γn (npa-n0pao)= γn(∆npao+no∆pa+∆n∆pa)=
=γn (pao+∆pa) ∆n, (7)
где γn - коэффициент захвата электрона акцепторным уровнем,
pa=pa(NaT) - концентрация дырок, находящихся на акцепторном уровне,
Na - полная концентрация акцепторов, ∆pa=pa-pao.
Индекс o относится к равновесному состоянию полупроводника.
Энергия фотонов, излучаемых в процессах типа г на рис.1, равны:
hν=Ei-Ea (8) и hν=Ed-Ej (9)
Где Ea и Ed - энергии электрона на акцепторном и донорном уровнях.
Механизмы безызлучательной рекомбинации.
1. В реальном кристалле полупроводника имеются примесные атомы или дефекты кристаллической структуры, при рекомбинации с участием которых не происходит излучение фотонов. Предполагается, что такой центр создает квазинеприрывный спектр энергетических уровней в запрещенной зоне, соответствующих возбужденным состояниям. Энергия электронно-дырочной пары при рекомбинации на таком центре переходит в энергии последовательно испускаемых фононов, т.е. расходуется на нагрев кристалла (механизм безызлучательной фононной рекомбинации – процесс а на рис.2).
2. Еще одним механизмом безызлучательной рекомбинации является оже-рекомбинация (процесс б на рис.2). при оже-процессе энергия, высвобождаемая рекомбинирующей электронно-дырочной парой, немедленно поглощается третьим свободным носителем, например электроном, который затем рассеивает эту энергию путем испускания фононов.
Внутренний квантовый выход люминесценции.
Охарактеризуем в общем виде излучательную способность полупроводникового материала с учетом существования излучательных и безызлучательных механизмов рекомбинации. Избыточный темп рекомбинации носителей заряда в условиях возбуждения полупроводника можно представить в виде суммы двух слагаемых:
, (10)
где τ - время жизни избыточных носителей заряда,
(11)
- темп рекомбинации электронов за счет излучательных процессов и
(12)
- темп безызлучательной рекомбинации.
Величины и в выражениях (11) и (12) можно рассматривать как времена жизни электронов, обусловленные, соответственно, излучательными и безызлучательными рекомбинационными процессами. Из выражений (10) – (12) вытекает соотношение (13)
a
б
Рис. .2. Механизмы безызлучательной рекомбинации.
Для количественной характеристики излучательной способности полупроводникового материала вводится понятие внутреннего квантового выхода люминесценции ηi , который показывает, какая доля носителей заряда рекомбинирует с излучением фотонов:
(14)
Таким образом, излучательная способность любого полупроводникового материала определяется соотношением существующих в нем излучательных и безызлучательных механизмов рекомбинации. Преобладанию излучательных механизмов рекомбинации в полупроводнике соответствует значение внутреннего квантового выхода ηi которое достигается при . Выполнению этого соотношения способствует выбор полупроводника с большим значением γr (см. выражение ( 4 )), введение в полупроводниковый материал специальных излучательных центров (см. выражение ( 7 )), а также уменьшение концентраций структурных дефектов и примесей, являющихся центрами безызлучательной рекомбинации.