2.7. Полупроводниковые источники излучения

Светодиоды. Если при поглощении света в полупро­воднике происходит генерация неравновесных электрон­но-дырочных пар, то при выключении света неравновес­ные электроны и дырки рекомбинируют друг с другом. при этом, будет ли рекомбинация происходить с излу­чением квантов света или нет, зависит от структуры энергетических зон используемого полупроводника.

     В некоторых широкозонных полупроводниках (GaAs, GaP, SiC) минимум зоны проводимости расположен над максимумом валентной зоны. Переходы электронов из зоны в зону в таких полупроводниках могут быть пря­мыми, т. е. происходят без изменения квазиимпульса. Поэтому межзонные переходы могут осуществляться без участия фононов, вследствие чего вероятность прямых переходов велика. отсюда следует и большая вероят­ность излучательной рекомбинации носителей тока.

     Неравновесные носителив полупроводнике проще всего создавать инжекцией их через p-n-переход. При включении p-n-перехода в прямом смещении происхо­дит инжекция электронов в р-область, дырок в n-об­ласть и их последующая рекомбинация с основными но­сителями. При этом могут реализовываться как оптиче­ские переходы из зоны в зону, так и переходы на при­месные уровни. например, в диодах из арсенида галлия излучательная рекомбинация происходит в р- области при переходах инжектированных электронов из зоны проводимости на примесные акцепторные уровни вблизи валентной зоны. Частота излучения определяется разно­стью энергий между уровнями, где находились элек­трон и дырка до рекомбинации. изменять частоту излу­чения можно введением примесей, создающих акцептор­ные уровни на другом расстоянии от валентной зоны.

     В реальных полупроводниках рекомбинация проис­ходит не между электронами и дырками на двух уров­нях, а между электронами, находящимися на одной группе уровней, и дырками на другой, вследствие чего спектр излучения оказывается размытым.

    Энергетической характеристикой излучающих диодов (светодиодов) является квантовая эффективность, кото­рая определяется как отношение числа излучаемых во вне фотонов к числу электронов, проходящих через p-n - переход. Хотя эта величина теоретически может дости­гать 100%, практически она порядка 0,1... 1%. Это объ­ясняется большой долей безызлучательных переходов в общем рекомбинационном процессе и малостью доли фотонов, выходящих из светодиода. С понижением тем­пературы вероятность излучательной рекомбинации рас­тет и квантовая эффективность увеличивается.

     Отличительными особенностями светодиодов по сравнению с обычными источниками света являются ма­лые размеры, малые рабочие напряжения, высокое бы­стродействие (~10^-9 с) и большой срок службы. Светодиоды находят широкое применение для схем автоматики, световых табло, оптронов и др.

Лазер на p-n-переходе. В собственном полупроводни­ке в зоне проводимости всегда имеются свободные электроны и дырки в валентной зоне, образованные в результате термогенерации (равновесные носители). при прохождении света через полупроводник электроны из валентной зоны поглощают кванты света и переходят в зону проводимо­сти, если частота падающего света n>E_g/h. Следова­тельно, интенсивность света уменьшится при прохожде­нии через полупроводник. одновременно падающее на полупроводник излучение стимулирует переходы воз­бужденных электронов из зоны проводимости в валент­ную зону. при этом излучаются кванты света (рис.2.14). эти кванты добавятся к внешнему излучению при про­хождении его через полупроводник, т. е. произойдет уси­ление света.

Рис. 2.14. Межзонные переходы при действии излучения на полу­проводник 

     Переходы, происходящие под воздействием внешнего излучения, называют индуцированными в отличие от спонтанных переходов, происходящих независи­мо от внешнего излуче­ния. В состоянии термо­динамического равнове­сия число электронов в валентной зоне во много раз больше, чем в зоне проводимости. Следова­тельно, поглощение света преобладает над усиле­нием. Для усиления све­та надо создать такие условия, когда концентрация электронов около дна зоны проводимости будет больше концентрации их вблизи потолка валентной зоны (n₂> n₁). такое состояние полупроводника называется со­стоянием с инверсией населенностей уровней. Коэффициент усиления света а при прохождении его через полупроводник зависит соответственно от разности населенностей верхних и нижних уровней. Поскольку вероятности переходов электронов г вверх и вниз рав­ны, то можно записать а~hnг?n, где ?n=n₂-n₁ — раз­ность населенностей верхних (дно зоны проводимости) и нижних (потолок валентной зоны) уровней. очевидно, усиление будет, когда ?n>0.

     К ослаблению света, проходящего через полупро­водник, приводят не только переходы электронов из ва­лентной зоны в зону проводимости, но и рассеяние све­та на различных неоднородностях кристалла и т. д. В результате интенсивность света изменяется с расстоя­нием х внутрь полупроводника по закону ф=ф₀ехр(а- c_п)х, где коэффициент c_п характеризует потери.

Таким образом, полупроводниковый кристалл усили­вает внешнее излучение, если в нем существует инверсия населенностей уровней и коэффициент усиления превос­ходит коэффициент потерь (а>c_п).

Для того чтобы превратить усилитель в генератор излучения, необходимо ввести обратную положительную связь, т. е. часть излучения с выхода подать на вход. В квантовых генераторах света (лазерах) для создания обратной связи рабочий кристалл помещают между дву­мя параллельными зеркалами (1 и 2 на рис.2.15).  свет,  пройдя   через  кристалл,   усили­тся   в ехр(а - c_п)l раз, затем отразится от зеркала, пройдет еще раз через кристалл и усилится снова во столько же раз и т. д. Первичные кванты света возникают за счет спон­танных переходов, а затем про­исходит усиление света при распространении его в кристалле за счет индуцирован­ных переходов.

               рис. 2.15.схема лазера

 

Следует отметить, что усилитель с положительной обратной связью может стать генератором только тогда, когда усиление превосходит все потери излучения в устройстве. Поэтому необходимо учесть потери, вносимые устройством обратной связи, т. е. зеркалами. При отражении от зеркала интенсивность света уменьшается в r раз, где r — коэффициент отражения. для простоты будем считать, что это уменьшение происходит не скач­ком (при отражении), а непрерывно в пространстве между зеркалами, и введем эквивалентный коэффици­ент поглощения на единицу длины c_з =1-r/1. Кроме этого, для вывода излучения из кристалла необходимо одно из зеркал сделать полупрозрачным (например, 1 на рис. 2.15), что приводит к дополнительным потерям на вывод излучения C_и.

в результате условие возникновения генерации при­мет вид

                                           а>C_П +C_з +C_П

Очевидно, что чем больше потерь излучения в лазере, тем больше должно быть а, т. е. тем больше должна быть инверсия населенностей уровней (n₂>n₁).     Инверсию населенностей уровней

полупроводника можно создать многими способами. Один из них заключается в облучении собственного полупроводника интенсивным светом (оптическая накачка). частота све­та должна быть такой, чтобы hv_н>E_g. при этом элек­троны из валентной зоны переходят в зону проводимости и скапливаются там. При достаточно большой интен­сивности накачки может наступить инверсия населенно­стей уровней. Другим методом является перевод элек­тронов из валентной зоны в зону проводимости бомбар­дировкой полупроводника быстрыми электронами. С помощью обоих методов можно получать большие мощ­ности излучения, однако в целом к. п. д. устройств неве­лик.

Наибольшим к. п. д. и простотой конструкции обла­дает лазер на р-n-переходе. Рассмотрим, например, наиболее широко распространенную конструкцию лазера на p-n-переходе из арсенида галлия. Действие лазера основано на том, что при прямом смещении электроны инжектируются в р- область, где происходит их излучательная рекомбинация с имеющимися там дырками. Для создания состояния с инверсией населенностей необхо­дима большая концентрация дырок в валентной зоне, что достигается увеличением концентрации легирующей акцепторной примеси. Для того, чтобы инжекция элек­тронов в р- область превышала инжекцию дырок в n- область (где рекомбинация безызлучательная, а следо­вательно, ток дырок в n-область целиком относится к потерям), необходимо, чтобы концентрация донорной примеси в n-области была выше концентрации акцеп­торной примеси в p - области, т. е. n_n>p_p.

Таким образом, для получения состояния с инверси­ей населенностей в p- области необходима высокая сте­пень легирования примесями обеих областей p-n-пере­хода.

По мере увеличения концентрации примесей в по­лупроводнике происходят следующие изменения в энер­гетической диаграмме. При увеличении концентрации донорной примеси уровень ферми приближается к дну зоны проводимости. Из-за взаимодействия примесных атомов, при достаточно большой их концентрации, ло­кальные уровни атомов примеси расщепляются и обра­зуют примесную зону, которая при достаточной ее ши­рине может перекрываться с зоной проводимости. Если при этом уровень Ферми был выше нижних донорных уровней примеси, то он окажется внутри разрешенной зоны. Вследствие этого энергетическая диаграмма полупроводника изменится. Во-первых, уменьшится E_g  и  во-вторых, уровень Ферми будет расположен в разрешённой зоне. Аналогичные изменения произойдут и при  увеличении концентрации акцепторной примеси в полупроводнике p-типа, но уровень Ферми будет расположен в валентной зоне. Такие полупроводники называются вырожденными вследствие того, что электроны ведут себя подобно вырожденному электронному газу. Вырожденные полупроводники и используются при создании лазеров на p-n- переходе, поскольку  в полупроводнике с высокой концентрацией легче  создать состояние с инверсией населённостей.

Рис.2.16. Межзонные переходы в p-n-перехо­де из вырожденных по­лупроводников при пря­мом смещении 

Энергетическая диаграмма  p-n- перехода между вырожденными полупроводниками при прямом смещении показана на рис. 2.16.

При подаче прямого смещения электроны из n - области инжектируются в р - область, где и происходит их рекомбинация с дырками (переход 1—2). При малых токах через p-n -переход уровень инжекции невелик, инверсии населенностей не будет и индуцированное излучение не возникает. С ростом то­ка а увеличивается и при некотором пороговом токе i_пор выполнится условие генерация и диод начнет излучать свет. излучателем является узкая часть р- области, прилегающая к p-n -переходу. Конструкция лазерного диода показана на рис. 24. Зеркалами являются гладкие грани самого полупроводникового кристал­ла, получаемые обычно скалыванием его краев.

Рассмотрим отличия излучения светодиода от лазер­ного диода. В светодиоде излучение является спонтан­ным, т. е. разные части излучающей области излучают независимо друг от друга. В результате источник излу­чает совокупность световых волн, распространяющихся во всех направлениях, а интенсивность света убывает обратно пропорционально квадрату расстояния от источ­ника.

 

 

Рис.2.17. конструкция лазера на p-n-переходе и спектр его излучения 

В лазере, благодаря использованию оптического ре­зонатора, все световые волны, направленные под углом к оси активной области (00' на рис. 2.15), сразу или после нескольких отражений выходят в сторону и не усиливаются. кроме того, лазерное излучение образуется в результате согласованного, индуцированного перехода электронов из зоны проводимости в валентную зону во всей излучающей части p-области. Поэтому простран­ственная когерентность  сохраня­ется во всем поперечном сечении выходящего луча света.

На основе всего изложенного теперь можно объяс­нить изменения в спектре излучения лазерного диода при переходе от работы в спонтанном режиме излучения  (I<I_Пор) к индуцированному (I>I_Пор, рис.2.17). При малых токах излучение является спонтанным, т. е. про­исходит на большом спектре волн. С ростом тока, как только I>I_Пор. излучение станет индуцированным, а, сле­довательно, более монохроматическим.

Лучшим материалом для лазерных диодов в настоя­щее время является арсенид галлия. толщина излучаю­щей части р- области порядка 2 мкм. Лазерный диод является первым лазером, в котором удалось осущест­вить прямое преобразование электрической энергии в энергию когерентного светового излучения. Он также имеет наибольший к. п. д. и высокое быстродействие. Ла­зерные диоды могут применяться в световых локаторах для наблюдения и фотографирования в темноте, в даль­номерах, а также для связи, так как в них чрезвычайно просто осуществлять модуляцию светового излучения путем изменения амплитуды или частоты питающего на­пряжения. Хотя теоретически к. п. д. лазерных диодов может приближаться к 100%, практически он намного меньше. Главная причина этого — необходимость в сильном легировании p- и n - областей p-n -перехода. Одновременно с введением примесей в полупроводнике образуется большое количество дефектов в активной области, что ведет к значительным потерям излучения. Кроме того, дефекты могут образовывать энергетические уровни в запрещенной зоне полупроводника. поскольку кон­центрация примесей в обеих частях p-n-перехода вели­ка, то ширина p-n-перехода мала, а следовательно, носители тока могут из зоны проводимости переходить на эти уровни, а затем туннелировать в валентную зону р- области (рис.2.16, переход 3 – 4).Туннельный ток не связан с излучением и это также ухудшает к.п.д.

Вследствие этих причин для возникновения индуцированного излучения требуется большая величина пороговой плотности тока. Большая плотность тока через p-n-переход приводит к деградации параметров лазерных диодов, а также к необходимости создания громоздких систем охлаждения. поэтому суммарный квантовый выход со­ставляет величину не больше 2 ... 3% при комнатной температуре. Пороговые плотности токов порядка 10⁴ А/см².

Инжекционные гетеролазеры. Указанные недостатки могут быть устранены в p-i-n (а также p-n-n⁺ или n-р-р⁺)-диоде с гетеропереходами. В таком лазере средним активным слоем служит материал с меньшей шириной запрещенной зоны, а эмиттерами — материалы с большей шириной запрещенной зоны. Как отмечалось ранее, гетеропереходы отличаются высоким от­ношением инжекционного тока, из широкозонного полу­проводника в узкозонный к обратному. При включении диода в прямом направлении происходит инжекция элек­тронов и дырок в среднюю область, где они и рекомбинируют с излучением света. На рис.2.18 приведена энер­гетическая диаграмма структуры, где материалами об­ластей являются тройные соединения: n-Al_x1Ga_1-x1As, p-Al_x2Ga_1-x2As, р⁺-А1_xзGa_1-x3As. Различная ширина за­прещенной зоны получается за счет изменения соотно­шения компонентов (значения х).

Рис. 2.18. энергетиче­ская диаграмма n—р— р+- гетероперехода при прямом смещении 

Инверсия населенностей в таком лазере достигается высоким уровнем инжекции электронов и дырок в узко­зонную часть. Поэтому нет необходимости в высоком уровне легирования активной области. В результате это­го резко снижаются потери излучения в активной обла­сти, а следовательно, и величина пороговой плотности тока, которая в настоящее время для гетеролазера, ра­ботающего при комнатной температуре, порядка 900 А/см². Квантовая эффективность у лучших образцов достигает 70%. Ширина активной области в гетеролазере может быть много больше ширины активной области лазера на гомо- p-n-переходе, поэтому в гетеролазере могут быть получены, гораздо большие интенсивности излучения.

Несмотря на трудности, связанные с технологией производства гетеропереходов, можно надеяться, что в ближайшее время гетеролазеры прочно займут свое место в оптоэлектронике.