1.1. Приемники излучения

1.1.1. Поглощение света, в твердых телах

1.1.2. Виды фотоприемников и их основные характеристики

1.1.3. Фоторезисторы

1.1.4. Фотодиоды с p-n-переходами

1.1.5. Фотодиоды с поверхностными барьерами

1.1.6. Лавинные фотодиоды

1.1.7. Фототранзистор и фототиристор

1.1.8. Многоэлементные фотоприемники

1.2. Источники света

1.2.1. Виды источников излучения. Основные характеристики

1.2.2. Инжекционные светодиоды с p-n-персходами

1.2.3. Светодиоды с антистоксовыми люминофорами

1.2.4. Источники света с порошкообразными и пленочными электролюминофорами

1.2.5. Полупроводниковые инжекционные лазеры

1.2.6. Другие твердотельные лазеры

1.1. Приемники излучения

1.1.1. Поглощение света в твердых телах

При прохождении света через вещество его интенсивность уменьшается. Часть энергии излучения поглощается и идет на увеличение энергии электронов или теплового движения атомов. На рис. 1.1, а показаны возможные переходы электронов в кристаллах под действием света (Е_с—энергия, соответствующая нижнему краю зоны проводимости, Е_ν — верхнему краю валентной зоны). Переход 1 приводит к появлению электрона в зоне проводимости и дырки в валентной зоне, он возможен при энергии фотонов hν≥ΔE=E_c — E_ν, т. е. большей ширины запрещенной зоны ΔЕ. При меньшей энергии фотонов могут происходить переходы электронов с локальных уровней примесей или дефектов решетки кристаллов в зону проводимости (переход 2) или из валентной зоны на эти уровни (переход 3). При этом в разрешенных зонах энергии появляется только по одному носителю заряда. Переходы 1, 2, 3 изменяют электропроводность твердых тел, на этом явлении внутреннего фотоэффекта основана работа большинства фотоприемников.

При внутрицентровых переходах 4 электрон не освобождается и процесс поглощения света не приводит к изменению электропроводности кристалла. То же относится к экситонному поглощению (переход 5) и поглощению свободными носителями заряда (переход 6).

При поглощении электроном фотона должны выполняться законы сохранения энергии и импульса, поэтому более полно процесс поглощения света описывается с помощью диаграммы, учитывающей изменение энергии Е и импульса р. На рис. 1.1, б изображена зависимость от р энергии электрона в зоне проводимости (вверху) и дырки в валентной зоне (внизу). Сплошная линия соответствует полупроводнику, у которого минимумы энергии электрона и энергии дырки (она увеличивается вниз на рисунке) приходятся на одно и то же значение импульса (так называемые прямые зоны). В наиболее простом случае кинетическая энергия электрона связана с импульсом соотношением Е=р²/(2m). Стрелки 1 изображают «прямые» переходы электрона, происходящие без изменения импульса. Импульс фотона, равный hv/с (v- частота, с — скорость света), очень мал, и соответствующим приращением импульса электрона, поглотившего фотон, можно пренебречь. Переход 1^/ является «непрямым» и происходит с изменением импульса электрона. При этом в процессе поглощения фотона участвует третья частица — фонон (квант колебательной энергии кристалла).

В случае материалов с прямыми зонами преобладают прямые межзонные переходы, не требующие участия третьей частицы. К веществам, обладающим прямыми зонами, относятся такие используемые в оптоэлектронике материалы, как GaAs (ширина запрещенной зоны ΔЕ=1,4эВ), CdSe (1,8эВ), CdS (2,5 эВ), ZnS (3,7 эВ) и др.

Может осуществляться случай, когда экстремумы энергий электронов и дырок на диаграмме Е(р) приходятся на различные р (штриховая линия на рис. 1.1, 6). Теперь переходы при наименьшей энергии фотонов возможны только непрямые (1^//). При более высоких энергиях фотонов сохраняется возможность прямых переходов (1). К материалам с непрямыми зонами относятся, например, Ge (ΔЕ =0,7 эВ), Si (1,1 эВ), AlAs (2,2 эВ), GaP (2,3 эВ) и SiC различных политипов (2,4—3,1 эВ).

Если под действием света осуществляются переходы с участием примесных уровней (переходы 2, 3 на рис. 1.1, а), то третьей частицей, обеспечивающей выполнение закона сохранения импульса, может быть примесный центр.

Количественно поглощение света описывается следующим образом. Пусть на вещество падает поток излучения Ф_о, а на плоскость на глубине х под поверхностью вещества —поток Ф(х). В слое толщиной dx поглощается энергия dФ(x), которая пропорциональна падающему потоку и толщине dx, т. е. -dФ(х) = αФ(х)dх, где α–коэффициент пропорциональности, и . Интегрируя, получаем

. (1.1)

Таким образом, поток излучения экспоненциально уменьшается по мере углубления в образец. Величину α называют коэффициентом поглощения, она выражается в сантиметрах в минус первой степени. При х = х* =1/α имеем Ф(х) = Ф₀/е (где е = 2,72), т. е. коэффициент α является величиной, обратной расстоянию х*, на котором поток уменьшается в е раз. Величину х* обычно называют длиной поглощения света. Если при собственном поглощении α=10⁵см^-1, то х*= 0,1 мкм. В случае примесного поглощения света α гораздо меньше, так как концентрация примесных электронов или акцепторных уровней сравнительно мала (обычно порядка 10¹⁶ —10¹⁸ см^-3 против 5·10²² см^-3 валентных электронов основного вещества).

При концентрации примеси около 10¹⁷ см^-3 коэффициент примесного поглощения α≈10см^-1. В кристаллах с большой долей ионной связи возможно возбуждение колебаний решетки световыми волнами. Поглощение такого типа становится особенно сильным в области резонанса (~10¹³ Гц).

Поглощение света свободными носителями заряда пропорционально их концентрации.

Различные типы поглощения проявляются при различных энергиях квантов hv. Обобщенная зависимость α от hv выглядит примерно так, как показано на рис. 1.2. Собственное поглощение начинается при частоте v₀, соответствующей hv₀=ΔE.Примесное поглощение создает полосы 2 и 4 (нумерация полос та же, что и для переходов на рис. 1.1). В широком интервале частот присутствует слабое поглощение света свободными электронами или дырками (6), в инфракрасной области проявляется пик 7, связанный с поглощением излучения ионами решетки (hv≈0,l эВ). У края собственного поглощения располагаются узкие линии экситонного поглощения (5). Экситон представляет собой слабо связанные электрон и дырку, образующие водородоподобную систему, которая имеет серию энергетических уровней. Экситон является нейтральным образованием и его появление не приводит к изменению электрических характеристик образца. Если температура достаточно высока, чтобы под действием тепловой энергии электрон перешел в зону проводимости, то при экситонном поглощении получится тот же результат, что и при собственном поглощении света.

В фотоприемниках обычно используют собственное поглощение. Примесное поглощение используют только в некоторых случаях—для расширения спектральной характеристики в длинноволновую область. Примеры зависимости х* от энергии фотонов hv в области собственного поглощения кристаллов приведены на рис. 1.2, б.

1.1.2. Виды фотоприемников и их основные характеристики

Как уже отмечалось, в основе работы полупроводниковых фотоприемников лежит явление внутреннего фотоэффекта, при котором под действием света в веществе появляются дополнительные (неравновесные) электроны и дырки, создающие фототок или фото-э. д. с.

Степень изменения электрических характеристик фотоприемника при освещении зависит от скорости генерации фотоносителей G, т. е. от числа носителей (электронно-дырочных пар), возникающих за единичное время в единичном объеме вещества. Для фотоприемника с р-п-переходом важна величина G и общее число возникающих пар как в области самого перехода, в которой присутствует сильное электрическое поле, увлекающее носители, так и в тонких слоях, прилегающих к переходу. Возникшие в этих слоях фотоэлектроны и дырки после диффузии к переходу также подхватываются электрическим полем и создают дополнительный ток в цепи. Таково происхождение фототока в фотодиодах с р-п -переходами, которые являются сейчас наиболее используемыми фотоприемниками. То же происходит в запирающих слоях, образующихся на контакте металла и полупроводника. Максимальная напряженность неоднородного поля в переходах обычно имеет порядок 10⁵В/см. На ток некоторых типов фотодиодов, в которых создается поле напряженностью E >5·105 В/см, влияют как скорость генерации носителей светом, так и E (лавинные диоды).

Другой тип фотоприемников представляет собой однородный полупроводник (без запирающих слоев), в котором внешний источник напряжений создает слабое однородное поле (E ≈1·10² В/см). В этом случае фототок зависит от G, E и протяженности образцов вдоль поля.

Чувствительность фотоприемника определяется тем, насколько сильно изменяются его электрические характеристики при облучении светом. Если освещение приводит к росту тока в цепи на I_ф, то так называемая токовая чувствительность составляет S_I= I_ф /Ф, где Ф—поток излучения, падающий на прибор. Если при освещении приемника напряжение на выходе увеличивается на U_ф, то вольтовая чувствительность S_V= U_ф /Ф. Поток Ф может быть выражен как в энергетических единицах (ваттах), так и световых (люменах). В общем случае зависимости I_ф (Ф) и U_ф (Ф) являются нелинейными, т. е. чувствительность зависит от Ф.

Другой важной характеристикой приемника является квантовый выход внутреннего фотоэффекта η₁, определяемый числом неравновесных носителей (пар), которые созданы каждым поглощенным фотоном. Чувствительность фотоприемника зависит от скорости генерации G, которая, в свою очередь, зависит от η₁.

Получим выражение для скорости генерации носителей. Пусть на единичную поверхность приемника по направлению х, перпендикулярному этой поверхности, падает поток Ф₁(x) (плотность потока излучения). Используя уже приводившееся в п. 1.1.1 выражение для энергии, поглощаемой в слое dx, получим — дФ₁(х) = αФ₁(х)dх, откуда поглощаемая энергия в расчете на 1 см³ составляет

(1.2)

Число Q₁ фотонов, поглощаемых за 1 с в 1 см³ на глубине х, таково: Q₁=αФ₁/(hv). Число неравновесных носителей, возникающих в 1 см³ за 1с, составляет

(1.3)

В области собственного поглощения η₁=1, а Q₁~l/v,поэтому при неизменном потоке Ф₁скорость генерации G также уменьшается обратно пропорционально частоте. Фототок и чувствительность S_I пропорциональны G и имеют ту же зависимость от v (рис. 1.3, а).

Как отмечалось, у одних типов приемников (обычные фотодиоды) фототок полностью определяется величиной G(x) и объемом материала, в котором происходит поглощение света, у других (лавинный фотодиод, фоторезистор, фототранзистор)—величиной G(x)·Z(E) где Z(E ) — коэффициент усиления, зависящий от напряженности поля E. Значения Z, которые отражаются и на чувствительности приборов, приведены в табл. 1.1. Причины появления этого множителя различны для разных приемников и будут рассмотрены позже.

Таблица 1.1. Типичные значения коэффициента усиления и времени фотоответа

Фотоприемник	Коэффициент усиления	Постоянная времени
Фоторезистор Фотодиод с р-п-переходом Диод с p-i-n переходом Диод с поверхностным барьером Лавинный фотодиод Фототранзистор	1-105 1 1 1 102-104 102	10-2-10-7 10-6-10-8 10-8-10-10 10-10 10-9 10-6

Фотоприемники не мгновенно откликаются на включение и выключение света (рис.1.3,б). Подобная инерционность приемников имеет различное происхождение, формально же она может быть охарактеризована постоянными времени нарастания и спада фототока. Для спада тока постоянная времени τ₂ соответствует уменьшению тока в е раз. При этом предполагается, что фототок уменьшается по закону I_ф = I_мехр( — t/ τ ₂). Если рост тока идет по закону I_ф = I_м(1-e ^{-t/ τ} ₁), то τ₁ —постоянная времени нарастания фототока. К моменту t= τ₁ имеем I_ф≈63%I_м . Постоянные времени τ ₁ и τ ₂ могут несколько различаться, но имеют, как правило, один порядок. Типичные значения т приведены в табл. 1.1.

Токи, идущие через фотоприемник в темноте и при освещении, испытывают случайные отклонения ΔI от среднего значения тока . Так как эти отклонения имеют разные знаки и их среднее значение , мерой случайных отклонений (флуктуации) является среднее значение квадрата отклонения . Фототок, соответствующий световому сигналу, наблюдается на фоне этих колебаний (шумов), которые определяют и наименьший световой сигнал, который может быть зарегистрирован.

Шумы могут иметь различное происхождение. Так называемый тепловой шум связан с тем, что вследствие хаотичности теплового движения свободных электронов их концентрация в различных участках полупроводника изменяется со временем. Связанные с этим колебания возникающей э. д. с. и тока пропорциональны температуре Т:

(1.4)

где k—постоянная Больцмана, R—сопротивление образца, а Δf—полоса наблюдаемых частот колебаний (колебания произвольной формы могут быть представлены как результат сложения синусоидальных колебаний с различными частотами f)

Дробовый шум вызван колебанием числа электронов, проходящих через прибор при неизменном внешнем напряжении. Эти колебания также связаны с флуктуациями концентрации носителей в тех областях прибора, которые определяют значение силы тока. В этом случае

, (1.5)

где q—-заряд электрона. Шум такого типа может определяться случайным характером процессов генерации, рекомбинации и диффузии электронов и дырок. Существуют и другие виды шумов, в разной мере проявляющихся в разных устройствах. Пороговая чувствительность фотоприемника характеризуется уровнем светового потока Ф_п, при котором сигнал равен шуму, т.е.. Так как и Ф_п могут зависеть от площади s приемника и полосы частот Δf, при оценке способности фотоприемника регистрировать слабые световые потоки используется приведенный пороговый поток , а также так называемая обнаружительная способность . Значения D* относят обычно к длине волны λ_м, соответствующей максимуму спектральной чувствительности приемника, к определенной частоте f модуляции (прерывания) светового потока и полосе Δf, включающей f. Таким образом, D * (λ_м, f, Δf) имеет размерность [см • Гц^1/2 Вт^-1 ]. Обычно Δf = 1 Гц.

1.1.3. Фоторезисторы

При освещении однородного полупроводника его электропроводность увеличивается (У.Смит, 1873). Это явление называют фотопроводимостью, а соответствующий прибор — фоторезистором. Схема наблюдения фотопроводимости показана на рис. 1.4, а. Если под действием света возникают только электроны в зоне проводимости, то добавочный ток (фототок) I_ф = qn_фυ_ds, где q — заряд электрона; п_ф — концентрация неравновесных (избыточных) электронов; υ_d =μ E — дрейфовая скорость; μ — подвижность электронов; E — напряженность поля; s—сечение образца. Если свет создает электронно-дырочные пары, то возникает и дырочная составляющая фототока. В большинстве случаев, однако, добавочная концентрация дырок (либо электронов) мала по сравнению с их темновой концентрацией или подвижность носителей заряда определенного знака мала в данном веществе, поэтому достаточно рассматривать фототок, связанный с носителями только одного типа.

Концентрация фотоэлектронов определяется скоростью генерации и временем τ их жизни в полосе проводимости: n_ф = Gτ. С помощью выражения (1.3) получим, что у освещенной поверхности (х = 0) скорость генерации

,

где Ф₁(0) — плотность падающего светового потока. Полагая, для простоты, что генерация идет равномерно по объему в слое полупроводника толщиной х* (в этом слое поглощается ²/₃ фотонов), получим

(1.6)

Так как α=1/х*, общий световой поток Ф = Ф₁аb, а произведение τυ_d имеет смысл расстояния у, которое проходит электрон за время τ, фототок

, (1.7)

где y = τυ_d= τ μ E. Фототок растет с увеличением Ф и напряженности поля E (или напряжения U=b E).

Квантовый выход η₂фоторезистора равен числу электронов, прошедших через образец за 1 с в расчете на каждый фотон, упавший за то же время на поверхность образца:

. (1.8)

Здесь Z—коэффициент усиления, зависящий от напряженности поля. В данном случае Z показывает, сколько раз за время жизни τ электрон может пройти через образец длиной b. С увеличением напряженности поля у растет и Z может достигать значений 1·10⁵. Выражение для выхода (1.8) соответствует случаю, когда отражения света от поверхности полупроводника нет. Если коэффициент отражения r>0, то η₂=η₁Z(1-r). Для германия в области собственного поглощения r=0,4÷0,5.

Из выражения (1.7) следует, что фототок пропорционален Ф. Экспериментальные зависимости I_ф(Ф) показывают ослабление зависимости I_ф(Ф) при больших световых потоках (рис. 1.4,6). Это связано с тем, что при больших Ф и соответствующих η_ф время жизни τ электронов может уменьшаться, например, из-за увеличения при освещении концентрации носителей противоположного знака (в данном случае—дырок).

В области собственного поглощения с ростом частоты может наблюдаться уменьшение I_ф, связанное с падением τ в тонких слоях полупроводника у поверхности вследствие более быстрой рекомбинации носителей через локальные энергетические состояния.

Инерционность фоторезисторов определяется часто не столько временем τ, сколько участием ловушек (рис. 1.4, в). После попадания электронов в полосу проводимости они могут захватываться пустыми уровнями примесей или дефектов решетки, причем время нахождения электронов на этих уровнях растет с увеличением их глубины и с понижением температуры. Только после теплового освобождения электронов они могут рекомбинировать с дырками (переход R). Процессы захвата носителей ловушками («прилипание» электронов и дырок) весьма затягивает рост фототока после включения света и спад после его выключения. В результате фоторезисторы обладают большей, чем другие фотоприемники, инерционностью (табл. 1.1). Как это обстоятельство, так и температурная зависимость параметров резисторов ограничивают их использование.

Фоторезисторы могут иметь в качестве чувствительного элемента монокристалл полупроводника, пленку полупроводника на диэлектрике или таблетку прессованного порошкообразного материала. Последний способ применяют, например, при изготовлении промышленных фоторезисторов из сульфида или селенида кадмия. Фоторезисторы на основе селенида кадмия (типа ФСД) имеют темновое сопротивление ~10⁶ Ом, максимум спектральной характеристики в области 0,7 мкм, работают при напряжении 20 В и имеют постоянные времени роста и спада фототока τ₁ = 40 мс и τ₂ = 20 мс. Их интегральная чувствительность при использовании общего излучения теплового источника света с цветовой температурой 2840 К составляет S_I = 600 мА/лм (при освещенности 200 лк).

Фоторезисторы на основе сульфида свинца являются менее инерционными (τ = 0,1 мс) и обладают высокой обнаружительной способностью D* (2,4 мкм, 780 Гц, 1 Гц) = 1,5 · 10¹¹ см· Гц^1/2 ·Вт^-1 при 295 К. Понижение температуры приводит к увеличению D*.

1.1.4. Фотодиоды с p-n-переходами

В фотодиодах светочувствительным элементом является переходная область, расположенная между материалами с электронной и дырочной проводимостью. На рис. 1.5, а изображена энергетическая схема p-n-перехода в равновесии. Уровень Ферми Е_F во всех частях системы имеет одно и то же положение. Область с дырочной проводимостью содержит акцепторные примеси А, на которые электроны теплом переводятся из валентной зоны, область с электронной проводимостью—донорные примеси D, которые отдали свои электроны в зону проводимости. В области шириной d₀ присутствует контактное поле, образовавшееся в результате перетока некоторого числа электронов из электронного полупроводника в дырочный. Это поле затрудняет попадание электронов и дырок в слой do, который оказывается обедненным носителями и определяет ток через диод.

При освещении р-п-перехода светом с энергией фотонов больше ширины запрещенной зоны (ΔE=E_C — E_V) по обе стороны от перехода и в самом переходе возникают пары электрон—дырка. Пары, возникающие в области d₀, сразу разделяются электрическим полем, причем электроны движутся в область с электронной проводимостью, а дырки — в область с дырочной проводимостью (рис. 1.5,6). Кроме того, в переход попадают электроны, созданные светом в слое l₁ левее перехода, так как после освобождения электроны за время жизни τ успевают проходить среднее расстояние l₁ (диффузионная длина). То же относится к дыркам в слое l₂ правее перехода. При τ= 1·10^-6 с и коэффициенте диффузии носителей D = 25 см²·c^-1 длина l=5·10^-3 см ().

Если на переход не подано внешнее напряжение и цепь разомкнута (как это предполагается на рис 1.5,б), то освещение приводит к накоплению фотоэлектронов в п-области и дырок в р-области. В результате образуется разность потенциалов U_ф, т. е. появляется фото-э.д.с. Если внешняя цепь замкнута, то возникает фототок. В таких условиях диод работает как фотоэлемент.

Для преобразования энергии солнечных лучей в электрическую используют р-п-переходы в кремнии (ΔЕ=1,1эВ), когда почти все фотоны солнечного излучения способны создавать электронно-дырочные пары. Фото-э. д. с. таких фотоэлементов составляет несколько десятых долей вольта, поэтому их часто соединяют последовательно для получения напряжения в несколько вольт (солнечные батареи для космических аппаратов и других целей).

Напряжение U_ф смещает переход в прямом направлении, снижает высоту барьера для электронов и дырок, что облегчает переток быстрых электронов в р-область. По мере увеличения Ф рост U_ф поэтому замедляется (рис. 1.5, б). Вольт-амперную характеристику р-п -перехода при освещении можно записать следующим образом:

, (1.9)

где I_н – ток насыщения в темноте; I_ф—фототок, проходящий через переход; U—внешнее напряжение на переходе. Если во внешней цепи I=0, a U=U_ф, то из (1.9) получим

. (1.10)

Так как I_Ф~Ф, то из (1.10) следует нелинейная зависимость U_ф («напряжения холостого хода») от Ф. Если фотоэлемент включен во внешнюю цепь с малым сопротивлением, то фотоэлектроны не накапливаются в п-области и U_ф = 0. Поскольку внешнее напряжение тоже отсутствует, I= -I_Ф, т.е. в этом случае ток (называемый часто током короткого замыкания) I_Ф~Ф (рис. 1.5, в).

Если p-n-переход включен в запирающем направлении (на p-область подан минус источника напряжения), то практически все напряжение будет падать на обедненной области шириной d и схема энергетических зон приобретет вид, показанный на рис. 1.6, а.

Теперь разделение электронов и дырок, возникших при освещении, производится более сильным полем, а ширина области высокого сопротивления увеличивается (d~). Это увеличивает ту часть кристалла, из которой электроны и дырки быстро уносятся полем. Если дрейфовая скорость электронов υ_d=1·10⁶ см/с, а d=10^-4см, то время пролета электронами области поля τ_i=1·10^-10 с. С такой же быстротой эта составляющая фототока будет следовать за изменением интенсивности света. Однако через переход проходят и электроны (дырки), рожденные светом в слоях l₁ и 1₂и достигшие перехода путем диффузии. Соответствующие времена гораздо больше (т_д≈1·10^-7 с) и именно они могут определять инерционность фотодиода. Для ослабления этой составляющей фототока p-п-переход следует формировать у самой освещаемой поверхности (уменьшая, например, толщину х₁ слоя p-типа).

Так как большая часть света поглощается на глубине х* = 1/α (где α—коэффициент поглощения), то при х₁≈0 и d=x* роль света, поглощаемого в слое l₂, и приходящих оттуда дырок также ослаблена (рис. 1.6, а). Чтобы полностью исключить поглощение света правее перехода, можно увеличить d до 2х*. Этого достигают в специальных p-i-n-переходах, в которых между слоями с высокой концентрацией акцепторов и доноров располагают слой с собственной проводимостью (i).

Графики вольт-амперных зависимостей p-n-перехода при освещении приведены на рис.1.6,б. При включении перехода в запирающем направлении (U< 0) и при qU>>kT из (1.9) следует, что I= – (I_н + I_ф). По мере повышения Ф фототок I_ф увеличивается и может значительно превысить темновой ток I_н.

Если весь световой поток Ф, падающий на фотодиод, поглощается в слое толщиной x₁+d+l₂ (т. е. эта толщина больше 2х*), то все возникшие электроны и дырки примут участие в создании фототока и

(1.11)

где η₁ — квантовый выход процесса генерации электронно-дырочных пар. В этом случае квантовый выход фотодиода η₃ =η₁. Если часть электронов и дырок рождается за пределами слоя l₁ + d+l₂, то η₃= η₁К_с, где К_с— коэффициент собирания фотоэлектронов и дырок (К_с < 1). Отражение света от поверхности полупроводника также уменьшает квантовый выход фотодиода. В отличие от фоторезисторов рассматриваемые фотодиоды не обладают внутренним усилением (Z=l) и их общая чувствительность составляет примерно 20 мА/лм.

В кремниевом p-i-n-диоде, который является одним из наиболее распространенных фотодетекторов (рис. 1.7), толщина i-области составляет примерно 50 мкм, а слоя р⁺ — всего 3 мкм. При освещении такого диода светом с длиной волны λ= 0,9 мкм (от GaAs-излучателя) x*=30 мкм и около 80% света поглощается в i-слое. Следовательно, практически все фотоэлектроны и дырки возникают в i-слое, и быстродействие диода определяется временем τ_i их пролета через i-слой. Дрейфовая скорость электронов в кремнии сначала растет c увеличением напряженности поля, а затем испытывает насыщение при U_d ≈ 5·10⁶ см/с. В этих условиях время пролета

а время τ_д, определяемое диффузией электронов из р-области или дырок из п-области (τ_д > τ_i), не играет существенной роли.

В общем случае следует учитывать еще одну составляющую τ_RC постоянной времени, связанную с сопротивлением R и емкостью С цепи. При малом сопротивлении нейтральных областей диода, а также внешней цепи, при широком переходе (зарядовая емкость р-п-перехода C~d^-1, a d~) имеем τ_RC < τ_i. Обнаружительная способность кремниевых фотодиодов достигает значения 1·10¹³ см-Гц^1/2 ·Вт^-1 (λ = 1мкм, Т=300 К).

1.1.5. Фотодиоды с поверхностными барьерами

Фотоприемники с поверхностным барьером Шоттки также обладают высоким быстродействием и эффективностью. Подобные барьеры, образующиеся на контакте металла с полупроводником (рис. 1.8), могут быть получены и на материалах, в которых невозможно создать р-п-переходы.

Если электронный полупроводник контактирует с металлом, у которого работа выхода электронов меньше работы выхода для полупроводника, то определенное число электронов переходит из полупроводника в металл. Ионизованная донорная примесь в полупроводнике образует слой положительного пространственного заряда, обладающий высоким сопротивлением. При включении диода в запирающем направлении (минус на металле) ширина барьера увеличивается в соответствии с формулой

(1.12)

где ε-диэлектрическая проницаемость; ε₀ — электрическая постоянная; U_K — контактная разность потенциалов; U—внешнее напряжение;

N_d — концентрация доноров.

Если N_d =1·10¹⁷ см^-3, то при напряжении в несколько вольт d ≈ 1·10^-5 см. Тонкий слой металла толщиной 1·10^-6 см| может быть нанесен на полупроводник методом вакуумного распыления. Свет направляют на кристалл сквозь эту почти прозрачную пленку (в случае диода Аu — Si слой Аu пропускает 95% излучения с λ = 0,63 мкм). Если d >x*, то основная часть света с энергией фотонов hv > ΔЕ поглощается в области, в которой присутствует сильное электрическое поле (переход 2 на рис. 1.8). Возникшие пары быстро разделяются полем и время пролета τ_i может быть сделано очень малым (τ_i=10^-10 –10^-11 с), особенно в том случае, когда х* и толщина d меньше 1 мкм.

По мере увеличения частоты уменьшается х* и область поглощения света сдвигается к металлическому слою. Тем не менее вследствие близости барьера к поверхности это поглощение остается в пределах поля барьера и диффузионная составляющая тока отсутствует. Чувствительность диодов Шоттки, как и p-i-n-переходов, является высокой и достигает S_I = 0,5 А/Вт. Особенностью барьеров Шоттки является возможность регистрации фотонов с hv<ΔE. При энергии фотонов, большей высоты барьера со стороны металла, электроны могут вводиться в полупроводник из металла (переход 1 на рис. 1.8). Соответственно расширяется область спектральной чувствительности фотодиода.

Чтобы предупредить сильное отражение света от поверхности диода, на нее наносят просветляющее покрытие, например пленку сульфида цинка с коэффициентом преломления 2,30 для λ=0,63 мкм. Толщину пленки устанавливают такой, чтобы при интерференции лучей, отраженных от границ пленки, получался минимум, т. е. чтобы отражение отсутствовало для лучей данной λ.

1.1.6. Лавинные фотодиоды

Если к фотодиоду приложить достаточно высокое обратное напряжение, то напряженность поля E в барьере оказывается настолько высокой (5·10⁵ — 1·10⁶ В/см), что развиваются процессы ударной ионизации атомов решетки ускоренными электронами. Это приводит к росту обратного тока при данном световом потоке Ф (рис. 1.9). Как темновые, так и фотоэлектроны приобретают в высоком поле энергию, большую, чем они теряют при столкновениях с атомами решетки. Если полученная электроном энергия превышает энергию ионизации Е_i (обычно ΔЕ<Е_i<1,5ΔЕ), то электрон может создать новую электронно-дырочную пару. При достаточно протяженной области поля возникшие электрон и дырка тоже могут ускориться до энергии Е_i и совершить новые ионизации, т. е. будет наблюдаться лавинное нарастание числа носителей заряда.

Увеличение тока вследствие ионизации при больших E характеризуется коэффициентом умножения носителей М=I/I₀, где I—ток при больших напряжениях U, а I₀—при малых, когда умножения носителей еще нет. Иначе, М = п/п₀, где n₀ — число электронов, вошедших в область поля, а п — число вышедших. Величина М отражает общее число ионизации, совершенных как первичными, так и вторичными электронами и дырками, она определяется выходом процесса ионизации , т. е. , где N—число ионизации, приходящихся на один электрон, прошедший область поля.

Квантовый выход ионизации зависит от коэффициентов ударной ионизации (числа пар, созданных электроном на 1 см пути) для электронов (α_i) и дырок (β_i), a также от ширины d области поля. При α_i = β_i и однородном поле шириной d имеем N= α_i β_i в случае неоднородного поля . Так как α_i ~exp(-c₁/ E ²), а для барьера Шоттки E ~ (U— напряжение на барьере), то N может быть представлено в виде N=a₁ exp(—b₁U), где а₁, b₁ и с₁— постоянные. Значение N изменяется от 0 при малых U до 1 при напряжении пробоя U_B, когда ток через диод резко возрастает (М→∞). На практике часто используется степенное представление зависимости N(U), а именно N = (U/U_В)^m, где т = 2…4 для разных материалов.

Лавинное умножение фотоносителей получено как в поверхностных барьерах (рис. 1.9), так и в р-п-переходах. При больших U сильные токи ведут разогрев полупроводника, что увеличивает темновой ток и уменьшает фототок (электрический пробой переходит в тепловой). Коэффициент умножения определяет и коэффициент внутреннего усиления фотодиода (Z = М). Так как М может достигать значений 1•10³, лавинный диод пригоден для регистрации очень слабых световых сигналов. В то же время из-за сильной зависимости M(U) использование лавинных диодов затрудняется необходимостью применения высокостабильного напряжения.

Инерционность лавинных фотодиодов составляет около 1·10^-9 с.

1.1.7. Фототранзистор и фототиристор

Фототранзистор (рис. 1.10) представляет собой структур из чередующихся слоев р-п-р и п-р-п (рис. 1.10, а). Внешне напряжение (минус на эмиттере) включает эмиттерный р-п-переход в прямом, а коллекторный переход — в обратном направлениях. В темноте практически все внешнее напряжение падает на коллекторном переходе. Освещение средней части (базы) ведется через тонкий слой эмиттера. Возникающие в базе и в обоих переходах фотоэлектроны попадают в области эмиттера и коллектора, а дырки собираются в средней области. В результате к левому р-п-переходу оказывается приложенным дополнительное напряжение в прямом направлении и возникает инжекция темновых электронов через сниженный барьер в базу и далее—в коллекторный переход Таким способом первоначальный ток фотоносителей может быть усилен примерно в 1·10² раз. Соответственно чувствительность фототранзистора значительно выше чувствительности обычного фотодиода. С другой стороны, участие процессов диффузии носителей заряда увеличивает инерционность прибора, и постоянная времени τ= – 10^-5 — 10^-6 с.

Сужение базы, необходимое для уменьшения т, приводит к уменьшению чувствительности фототранзистора вследствие уменьшения числа поглощенных фотонов. Отсюда следует, что эффективный фотодиод и малоинерционный транзистор, используемый для усиления тока фотодиода, целесообразно изготовлять раздельно.

Интегральная чувствительность германиевого фототранзистора (ФТ-1) равна 0,2—0,5 А/лм, рабочее напряжение 3 В, темновой ток 300 мкА.

Как известно, тиристор имеет чередующиеся слои р, п, р, п-типов проводимости и соответственно три р-п-перехода, из которых средний называют коллекторным, а два крайних — эмиттерными. Структура включается так, чтобы коллекторный переход был включен в обратном направлении, а оба эмиттерных — в прямом (плюс источника — на внешней р-области структуры, а минус—на п-области).

Если напряжение на всем тиристоре повысить до U_п, при котором эмиттерные переходы заметно понизятся (или при U<U_п, но с помощью управляющего электрода от одной из баз эмиттерный переход включается в прямом направлении), то через тиристор начинает течь значительный ток, который приводит к накоплению в р-базе положительного заряда, а в п-базе — отрицательного. Это снижает высоту боковых р-п-переходов и вызывает новый резкий рост тока. При этом общее падение напряжения на тиристоре снижается, так как токи сами теперь поддерживают нужную степень накопления зарядов. Таким образом, тиристор может находиться в двух состояниях, соответствующих большим или малым токам, т. е. тиристор может работать как ключ в электрической цепи.

У фототиристора накопление положительного и отрицательного зарядов, необходимых для перевода его во включенное состояние, производится при облучении светом из области собственного поглощения материала. Поле среднего перехода направляет фотодырки в р-базу, а электроны в п-базу, что снижает высоту обоих эмиттерных барьеров и создает сильные темновые токи через тиристор. Таким образом, свет играет роль управляющего электрического сигнала у тиристора с третьим выводом (от базы) и позволяет бесконтактным способом управлять токами в различных электрических цепях.

1.1.8. Многоэлементные фотоприемники

В ряде случаев надо не только отметить наличие пучка Света или его интенсивность, но и зафиксировать фотоэлектрическим способом оптическое изображение, имеющее определенное распределение интенсивности света по плоскости. Этого можно достигнуть, изготовив экран, состоящий из множества миниатюрных фотоприемников, которые преобразуют световые потоки в соответствующие электрические сигналы. Записанная таким образом оптическая информация некоторое время сохраняется, а затем «считывается» тем или иным способом. Электрические сигналы от различных ячеек экрана могут быть последовательно переданы в другое место и использованы для воссоздания изображения объекта (фототелеграфия, телевидение).

В ряде систем записи оптических сигналов применяют полупроводниковые устройства, а при считывании информация используют электронный пучок, быстро обегающий миниатюрные фотодетекторы. Использование электронных пучков означает, однако, применение вакуумных трубок с высоковольтными устройствами для управления пучками, которые плохо согласуются с низковольтными полупроводниковыми схемами. Далее в качестве примера рассматривается многоэлементный фотоприемник, у которого запись, хранение и считывания информации осуществляются одними и теми же твердотельными элементами. В качестве такого элемента может быть использована структура металл — диэлектрик — полупроводник (МДП), схема которой приведена на рис. 1.11, а.

Если к структуре прикладывают напряжение U (минус на металле), то часть примесных электронов выводится из полупроводника п-типа, что приводит к появлению слоя положительного объемного заряда толщиной d. Толщина этого слоя увеличивается с ростом U. Возникающие при освещении МДП-структуры электроны отводятся в объем полупроводника, а дырки скапливаются у границы с диэлектриком. Число этих дырок (т. е. общий положительный заряд) зависит от интенсивности света и времени его действия. Накопленный заряд (т. е. информация, заданная светом) может длительное время сохраняться, если тепловая генерация пар незначительна.

На рис. 1.11,б изображена цепочка МДП-структур, являющаяся частью строчки многоэлементного фоточувствительного экрана. В случае I на структуру не подано внешнее напряжение и наличие обедненного электронами слоя толщиной d₀ связано с контактной разностью потенциалов U_К. Случай II соответствует присутствию внешнего напряжения и освещения структуры сквозь полупрозрачный металлический электрод (затвор). Накопленный за время освещения заряд дырок может быть сдвинут вдоль цепочки структур, если на соседний элемент подано более высокое напряжение (случай III). В этом случае глубина потенциальной ямы для дырок больше, и они вследствие диффузии перейдут от второго элемента к третьему. В промежутке между затворами 2 и 3 присутствует ускоряющее дырки поле, которое проникает и в область скопления дырок, поэтому переток дырок к элементу 3 может быть достаточно быстрым.

Таким способом электрический сигнал от элемента 2, пропорциональный интенсивности Ф и времени действия света, падавшего на этот элемент, может быть проведен по цепочке элементов и выведен во внешнюю цепь. Аналогичным образом могут быть получены видеосигналы от других элементов строки и элементов других строк.

Таким образом, микроскопические фоточувствительные элементы расположены в строке настолько близко (l≈3 мкм), что они могут взаимодействовать, передавая друг другу заряды. Отсюда название подобных устройств — приборы с зарядовой (или объемной) связью. Эта связь между МДП-структурами осуществляется через общую для всех структур толщу полупроводников.

Регистрирующие изображения устройства рассмотренного типа (из МДП-элементов) потребляют малую энергию во время считывания, требуют небольших напряжений (10—20 В) при числе элементов ~1·10⁵см^-2 могут иметь хорошую разрешающую способность (40 линий на I мм). Высокая чувствительность экрана определяется тем, что он работает в условиях накопления светового действия. Так как в чувствительных элементах используют не р-п-переходы, а поверхностные барьеры, облегчается подбор области спектральной чувствительности прибора путем выбора материала с соответствующей шириной запрещенной зоны (ΔЕ≤hν).

Кремниевые приборы с зарядовой связью обладают рядом преимуществ по сравнению с вакуумными передающими телевизионными приборами, имеют высокий срок службы (1•10⁴ ч) и используются, в частности, для регистрации слабых изображений, создаваемых оптическими телескопами.

1.2. Источники света

1.2.1. Виды источников излучения. Основные характеристики

Источники излучения могут быть двух основных типов, имеющих различные свойства. Тепловое излучение создается нагретыми телами и его интенсивность и спектральное распределение определяются известной формулой Планка. Из этой формулы следует, что общая энергия, излучаемая телом за 1 с, на всех длинах волн λ, растет пропорционально Т⁴ (Т—абсолютная температура), а максимум кривых излучательной способности тел φ(λ) при повышении Т сдвигается в сторону меньших длин волн (рис. 1.12, а), причем длина волны, соответствующая этому максимуму, λ_тах = b₂Т^-1 , где b₂ = 2898 мкм-К для абсолютно черного тела. На интервале от 0, λ_тах до 3 λ_тах приходится 90% всего излучения. При Т =2898 К λ_тах =1 мкм и основная часть излучения находится в инфракрасной области. Энергия квантов, соответствующих данной λ, может быть получена из формулы hν =1,24/ λ (λ выражена в микрометрах, hν — в электрон-вольтах). Значения коэффициента b₂ для вольфрама и других металлов несколько ниже (b₂ = 2660 мкм-К).

Лампы накаливания могут быть сделаны достаточно миниатюрными, но они обладают сравнительно низким к.п.д и большой инерционностью; конструкция ламп включает вакуумный баллон, что плохо согласуется с технологией полупроводниковых схем.

В современной оптоэлектронике используют в основном люминесценцию твердых тел (холодное свечение). При люминесценции энергия, необходимая для излучения, может подводиться к телу любым нетепловым способом (облучением фотонами или электронами, действием электрического поля и т. д.). Соответственно различают фотолюминесценцию, катодолюминесценцию, электролюминесценцию и другие виды люминесценции. Обычно люминесценция наблюдается при комнатной и более низкой температуре, при которой тепловое излучение очень мало и все видимое излучение является люминесценцией. В общем случае при данной температуре излучение может складываться из теплового и люминесцентного, поэтому, по определению С. И. Вавилова, люминесценцией называется излучение, избыточное над тепловым при данной температуре и продолжающееся после прекращения возбуждения в течение времени, превышающего период световой волны (t_с ≈ 1 • 14^-14 с). Обычно эта задержка реакции люминесцирующего вещества (люминофора) на выключение возбуждения значительно больше t_с и является характерной для люминесценции, отражая процессы преобразования энергии в люминофоре.

На рис. 1.1 приводилась схема электронных переходов, происходящих при поглощении энергии полупроводником. Практически все обратные переходы, при которых энергия электронов уменьшается, могут сопровождаться излучением в той или иной спектральной области. Используя полупроводники с различной шириной запрещенной зоны и различные примеси, можно получить излучение во всем видимом и ближнем инфракрасном диапазонах (рис. 1.12, б).

Междузонные переходы 1 (рис. 1.13) наиболее вероятны в материалах с прямыми зонами. Излучению в видимом участке спектра (0,38—0,78 нм) соответствует ширина запрещенной зоны в пределах 1,6—3,0 эВ. Излучательные переходы с участием примесных уровней (2, 3, 4) возможны в материалах с прямыми и непрямыми зонами. Примеси, дефекты или их комплексы, которые образуют подобные Уровни, называют центрами свечения. На рис. 3.12 соответствующие примеси указаны после формулы основного вещества.

Переход 2 на рис. 1.13 соответствует рекомбинации электрона в зоне проводимости и дырки в валентной зоне через промежуточный акцепторный уровень, переход 3 — через донорный (D) и акцепторный (А) уровни, образованны близко расположенными примесями двух типов. Во всех этих случаях в процессе поглощения и излучения энергии участвуют зоны проводимости и валентная, соответствующую люминесценцию называют рекомбинационной. Переход электрона 4 с возбужденного на основной уровень происходит в пределах примесного центра, и соответствующую люминесценцию называют внутрицентровой. Эти два вида люминесценции твердых тел обладают в значительной степени разными характеристиками.

При низких температурах и высоких уровнях возбуждения может проявиться люминесценция, связанная с рекомбинацией через экситонные состояния (переход 5). Энергия испускаемых при этом фотонов близка к ΔЕ.

Кроме примесей, которые создают центры люминесценции (их часто называют активаторами), существуют при меси, которые образуют центры тушения, т. е. рекомбинация через эти центры не сопровождается излучением. В ZnS подобными тушителями являются, например, Fe, Со, Ni. Безызлучательные переходы через уровни центров тушения показаны на рис. 1.13 штриховыми линиями (переход 7).

Вероятность переходов без излучения увеличивается с ростом температуры, и доля излучательных переходов (Р) обычна хорошо следует формуле

(1.13)

в которой L(Т) — яркость излучения при температуре T, а L(0) — при T=О К; с₂— постоянная при данной интенсивности возбуждения величина; E_T — энергия активации тушения. В случае рекомбинационной люминесценции (например, типа 1 на рис. 1.13) E_T имеет смысл энергии, необходимой для заброса валентного электрона на уровень центра рекомбинации. В этой случае число излучательных переходов типа 2 уменьшается а число рекомбинаций без излучения увеличивается.

Другой возможностью превращения энергий возбуждения не в энергию излучения, а в тепловую энергию, является так называемые Оже-процессы, когда энергия, выделенная при переходе электрона на более низкий уровень (переход 8 на рис. 1.13), передается другому электрону в зоне проводимости который поднимается на более высокий уровень в этой зоне (переход 9). Далее этот электрон опускается на дно зоны проводимости, разменивая свою энергию преимущественно на фононы (при определенных условиях может наблюдаться и слабое излучение, соответствующее внутризонным переходам 6). Вероятность Оже-процессов растет с увеличением концентраций свободных носителей заряда.

Соотношение между числом излучательных и безызлучательных переходов отражается значением внутреннего квантового выхода люминесценции η_к, который является важной характеристикой процесса преобразования подведенной энергии в излучение. В случае электролюминесценции η_к равен числу созданных фотонов, приходящихся на каждый электрон, прошедший через кристалл. Для некоторых видов электролюминесцентных излучателей внутренний выход η_к может приближаться к единице, особенно при низких температурах.

Так как не все фотоны выходят из устройства, излучатель часто характеризуют внешним квантовым выходом η_ке = η_к К₀, где множитель К₀учитывает потери, связанные с отражением и поглощением света. В случае рекомбинационной люминесценции обычно только доля у рекомбинаций происходит в люминесцирующей части образца, а в этой области только доля Р рекомбинаций сопровождается излучением (формула (1.13)), поэтому η_ке = NγРК₀, где N — число неосновных носителей заряда, появляющихся в результате прохождения через образец одного электрона, т. е. общее число возможных рекомбинаций. Выход η_ке уменьшается с ростом температуры (рис. 1.14).

Внешний энергетический выход электролюминесценции (к. п. д.) равен , где hν — энергия фотона; qU— энергия электрона, прошедшего разность потенциалов U, которая приложена к образцу (q- заряд электрона). В общем случае при измерении энергетического выхода надо учитывать ширину полосы люминесценции в спектре и определять его с помощью выражения

(1.14)

Здесь Ф— поток излучения; W — потребляемая мощность; φ(λ) - спектральная плотность потока излучения; λ — длина волны. Интегрирование ведется в пределах спектрального диапазона излучения.

Если излучение регистрируется глазом, то следует учитывать спектральную чувствительность глаза и пользоваться светотехническими единицами. Световая отдача прибора oпpeделяется как

, (1.15)

где Ф_L — световой поток в люменах; f(λ) — функция видности, изменяющейся от 0 на краях видимого участка спектра (λ₁= 0,38 мкм и λ₂ = 0,78 мкм) до 1 при λ = 555нм.

Если излучение воспринимается полупроводниковым фотоприемником, то его спектральная чувствительность должна быть согласована со спектром излучения источника света. Удобным приемником является кремниевый фотодиод, обладающий широкой спектральной чувствительностью (см. рис. 1.12, б).

Излучение различных центров люминесценции может происходить самопроизвольно и независимо от других центров. В этом случае частота, поляризация и направление распространения света могут быть различными (некогерентное излучение). В других случаях может осуществляться вынужденное излучение, когда излучение одного центра стимулирует излучение другого с той же частотой и поляризацией (когерентное излучение). В оптоэлектронике используют как источники некогерентного излучения (светодиоды, источники на основе порошкообразных и пленочных люминофоров), так и когерентного (лазеры).

1.2.2. Инжекционные светодиоды с р-n-переходами

Светоизлучающий полупроводниковый диод (или кратко — светодиод) является одним из основных источников излучения в оптоэлектронике. Он представляет собой включенный в прямом направлении р-п- переход (рис. 1.15), в котором происходит рекомбинация электронов и дырок как в области объемного заряда шириной d, так и по обе стороны от этой области на расстоянии диффузионных длин электронов в р-области (l₁) и дырок в п-области (l₂). Внешнее напряжение понижает потенциальный барьер на границе р- и n-областей и создает условия для инжекции (введения) электронов в p-область и дырок в п-область.

По мере повышения прямого напряжения U ток через переход экспоненциально возрастает и при qU>>kT определяется выражением , которое следует из общего выражения для вольт-амперной характеристики р-п-перехода.

Общее число рекомбинаций за секунду определяется силой тока, часть этих рекомбинаций происходит с излучением, и поток излучения Ф, выраженный в числах фотонов, излученных за 1 с, составляет

(1.16)

Обычно излучающей является одна из сторон р-п-перехода (например, р-областъ), поэтому желательно, чтобы доля электронного тока, попадающего в эту область (коэффициент инжекции γ), была максимальной. При инжекционной электролюминесценции N=1, но величина γ, а следовательно, и η_к = γР могут зависеть от тока (рис. 1.15,б). При низких U и I преобладает рекомбинация в области пространственного заряда, где вероятность излучательных переходов в нужной спектральной области обычно мала, поэтому по мере повышения напряжения и тока γ и η_к сначала возрастают, а затем становятся примерно постоянными. При очень больших U и I возможно уменьшение η_к из-за увеличения числа безызлучательных Оже-рекомбинаций, а иногда и в результате повышения температуры образца.

Существование зависимости η_к (I) приводит к тому, что зависимость Ф(I) является линейной только в области средних токов, когда η_к ≈const. В области низких токов Ф и яркость L растут с повышением I сверхлинейно (рис. 1.15, в), а в области больших I—сублинейно.

Внешний квантовый выход светодиода η_ке = η_кK₀ всегда ниже внутреннего, что обусловлено прежде всего потерями света при выходе из диода. Из-за полного внутреннего отражения при углах падения, больших θ₀, через поверхность полупроводника выйдет только свет в пределах конуса с полууглом θ₀ у вершины (рис. 1.16, а). Этот угол определяется условием (п₀—показатель преломления материала и, например, для GaP составляет 17,7°. При таком θ₀ через границу полупроводник — воздух может пройти только ~2% света, излучаемого р-п-переходом равномерно во все стороны. Улучшить условия выхода света из полупроводника можно придавая ему сферическую форму или добавляя прозрачную пластмассовую линзу сферической формы (рис.1.16,б). Если потери при переходе в линзу устранены, а свет, излучаемый в нижнюю полусферу, поглощается в неизлучающем материале (контактный слой), то максимальное значение К₀≈0,5.

Рассмотрим в качестве примера факторы, которые влияют на величину η_ке у светодиодов GaP:Zn, О с красным свечением. Основное излучение этих диодов (hv=l,8 эВ) появляется вследствие рекомбинации экситонов, связанных на комплексах Zn — О (после захвата электрона этот комплекс приобретает заряд и притягивает дырку, образуя экситон). Излучающей является р-область, и наибольшее достигнутое значение коэффициента инжекции в эту область γ = 0,8. Рекомбинацией в области пространственного заряда можно пренебречь, так как ее толщина составляет примерно 1·10^-5см, а диффузионная длина электронов l₁≈10^-4см. Измерения фотолюминесценции р-области дают значение Р=0,3 при 300 К (т. е. 2/3 рекомбинаций происходят без излучения). Следовательно, при К₀ = 0,5 внешний квантовый выход η_ке = 0,8·0,3·0,5 = 12%.

Диоды из GaP с примесью азота дают зеленое свечение и обладают меньшим η_ке. Промышленные светодиоды из GaP с красным или зеленым свечением обладают яркостью 50—100кд/м² и работают при прямом напряжении 3 - 5 В. Цифровые индикаторы на основе этих светодиодов применяют, в частности, в компактных калькуляторах.

Наиболее высокий выход наблюдается у диодов из арсенида галлия, излучающих инфракрасный свет. В зависимости от конструкции диодов внешний выход при комнатной температуре составляет 8—20%, а при низкой температуре выход достигает 40% (см. рис. 1.14). Это говорит о том, что внутренний квантовый выход инжекционной электролюминесценции в этом веществе может быть близок к 100%.

Внешний квантовый выход промышленных диодов GaAs:Si (hv = 0,94 мкм) при комнатной температуре равен примерна 8%. Если активная область сделана сферической, то выход повышается до 20—30%. Соответствующий внешний энергетический выход η_е≈15%. Инерционность светодиодов определяется в основном временем диффузии неосновных носителей в толще полупроводника и составляет 10^-7 —10^-6 с.

Диоды из GaAs являются миниатюрными приборами размером в несколько миллиметров и массой ~0,5 г. Мощность излучения при токе 100 мА составляет примерно 0,5 мВт, рабочее напряжение ~ 1,7 В.

До сих пор речь шла о гомопереходах, т. е. р-п-переходах, созданных в одном и том же веществе. Особыми свойствами обладают гетеропереходы, полученные между р- и п-областями материалов с различной шириной запрещенной зоны. Выбор таких материалов ограничивается необходимостью точного согласования постоянных решеток обеих компонент (в противном случае на границе образуется большое число дефектов и соответствующие им локальные уровни ухудшают характеристики перехода). Примером материалов с хорошо согласующимися решетками являются GaAs и AlAs, которые образуют непрерывный ряд твердых растворов Ga_1-хAl_хAs. Меняя х, можно изменять ширину запрещенной зоны этого тройного соединения, например при х = 0,3 ΔЕ=1,8 эВ (у GaAs ΔЕ =1,4 эВ). Вводя необходимые примеси в оба вещества, можно создавать р-п-переходы с различными свойствами.

На рис. 1.17 приведена одна из возможных энергетических схем гетероперехода. При включении его в прямом направлении происходит практически только инжекция электронов в р-область, так как для дырок потенциальный барьер оказывается слишком высоким. В результате из широкозонного материала можно получить одностороннюю инжекцию электронов (γ=1) в узкозонный люминесцирующий материал и повысить таким образом квантовый выход светодиода.

Другим преимуществом гетероперехода является возможность вывода излучения без потерь на поглощение через широкозонный материал. В частности, излучение GaAs при Т=297 К имеет максимум при 1,38 эВ, т. е. оно сильно поглощается самим GaAs, но слабо — более широкозонным материалом Ga_1-хAl_хAs.

Гетеропереходы используют также для получения когерентного излучения.

1.2.3. Светодиоды с антистоксовыми люминофорами

Так как квантовый выход диодов GaAs: Si, излучающих инфракрасный свет, значительно выше выхода диодов, излучающих в видимой области, существует возможность использования инфракрасных диодов для получения видимого излучения с помощью так называемых антистоксовых люминофоров.

По правилу Стокса, частота фотолюминесценции обычна меньше частоты возбуждающего излучения. В некоторым случаях, однако, наблюдается обратное соотношение между этими частотами, что и происходит у антистоксовых люминофоров. Были получены антистоксовые люминофоры с максимумом возбуждения около hv=l,3 эВ, т. е. в области излучения диодов GaAs:Si. Если на поверхность GaAs-диодов нанести слой порошкообразного антистоксового люминофора, то под действием ИК-излучения диода он будет излучать в видимой области благодаря последовательному поглощению и суммированию энергии двух квантов ИК-излучения. Эффективности преобразования ИК-излучения в видимое возрастает при увеличении уровня возбуждения люминофора (тока через диод).

В качестве антистоксовых люминофоров используют фториды, оксисульфиды лантана и другие соединения, активированные иттербием и эрбием, например люминофор La₂O₃S:Yb, Еr, с помощью которого может быть получено зеленое свечения яркостью до 400 кд/м² при плотности тока через диод 5 А/см². Общий квантовый выход такого двойного преобразования электрической энергии в световую не превышает 1%, но примерно такой же квантовый выход имеют и светодиоды из GaP с зеленым излучением. Таким образом, применение диодов с антистоксовым преобразованием энергии может быть оправданным, особенно в случае необходимости получить повышенные яркости зеленого излучения. Быстродействие диодов с антистоксовыми люминофорами определяется процессами в люминофорах и может быть ниже, чем у обычных светодиодов.

1.2.4. Источники света с порошкообразными и пленочными электролюминофорами

Светодиоды являются почти точечными источниками света (площадь излучающей поверхности не превышает 1 мм²). Электролюминесцентные источники света большой площади могут быть получены с помощью слоев порошкообразных люминофоров толщиной около 50 мкм или пленок толщиной около 1 мкм. В качестве люминесцирующего вещества обычно используют сульфид цинка (ширина запрещенной зоны 3,7 эВ), позволяющий получить люминесценцию в видимой области при введении ряда примесей, например меди (зеленое излучение), серебра (синее) и марганца (желто-оранжевое). Применяется также смешанное основание ZnS—ZnSe. В подобных материалах не удается получить р-п-переходы с инжекционной люминесценцией, поэтому возбуждение свечения производят сильным полем в поверхностных барьерах, включенных в запирающем направлении, или в микроскопических барьерах на границе ZnS с вкраплениями сульфида меди, которые присутствуют в зернах люминофоров с большим содержанием меди. Для того чтобы дырки, образующиеся при ударной ионизации атомов кристаллической решетки, не выходили в металлический электрод и не пропадали с точки зрения получения видимого света, зерна порошка (размером ~10 мкм) распределяют в слое твердого диэлектрика, а пленку люминофора изолируют от обоих электродов тонкими слоями диэлектрика. На рис. 1.18, а показана схема устройства как порошкового, так и пленочного вариантов источника света. На этом рисунке обозначено: 1—стекло, 2 — прозрачный проводящий слой (SnO₂), 3 — слой порошкообразного люминофора в диэлектрике (смола, легкоплавкое стекло), 4 — отражающий слой, 5 — металлический электрод (слой А1), 6, 8 — пленки диэлектрика (например, Y₂O₃) толщиной около 0,4 мкм, 7—пленка ZnS:Mn.

Подобные устройства являются электрическими конденсаторами и их возбуждение ведется синусоидальным или импульсным напряжением (Г. Дестрио, 1936).

Процессы в одиночном зерне люминофора или пленки мог быть пояснены с помощью рис. 1.18,б, на котором изображена структура из двух диэлектриков и люминофора между ни в присутствии напряжения. Электроны, освобождающиеся поверхностных уровней на левой границе пленки, ускоряют сильным полем и совершают ионизации центров свечения (переход 4), атомов основного вещества (переход 5) или вызывают внутрицентровый переход 7. Созданные полем дырки отводятся к левой границе пленки, а электроны — к правой границе. После изменения направления поля дырки могут вернуться в объем зерна и захватиться центрами люминесценции, а возвращающиеся электроны — рекомбинировать на этих центрах с излучением. В этот (второй) полупериод произойдет ионизация у правой стороны зерна. Когда поле вновь примет такое направление, как изображено на рис. 1.18,б, ионизация опять происходит на левой стороне зерна, а возникающие электроны рекомбинируют на правой стороне (переход 6).

Таким образом, схема зон на рис. 1.18, б «качается» с частотой f переменного напряжения, ионизация попеременно проиcходит на левом и правом краях зерна или пленки, возникает поток света, пульсирующий с частотой 2f. Если примеси, создающие центры рекомбинации, отсутствуют, а пленка Zn содержит только примесь, в которой происходят внутрицентровые переходы (7), то под действием поля происходит возбуждение примесных атомов и одновременно возникают обратные переходы с излучением (8), не зависящие от U. Именно такой тип излучения используют в тонкопленочных излучателях на основе ZnS:Mn. Концентрация марганца в ZnS может быт сделана настолько высокой (~1%), что вероятность столкновений электронов с атомами Мn оказывается достаточно большой. Если толщина пленки мала (меньше 1 мкм), то поле в ней почти однородно, оно имеет при внешнем напряжении U= 100 В напряженность порядка 1 • 10⁶ В/см, это приводит к интенсивному возбуждению атомов Мn и решетки. Пробой структур предупреждается слоями диэлектриков. Яркость подобных тонкопленочных излучателей достигает 10³ кд/м² при U=200 В и f= 1 кГц, что достаточно для их использования в различны устройствах отображения информации.

Внешний квантовый выход пленочных излучателей η_кe = N₁PK₀ оказывается невысоким из-за больших потерь на отражение при выходе света из пленки (К₀≈0,2). При квантово выходе возбуждения N₁=0,5 (число возбужденных центров на каждый электрон, прошедший пленку), Р= 0,5; η_кe = 5%. Срок службы излучателей достигает 2·10⁴ч.

Яркость порошковых источников света (их часто называют электролюминесцентными панелями) равна примерно 50 кд/м² при U=150 В, f = 1 кГц и комнатной температуре. Выход η_кe≈ 10%, срок службы (время, в течение которого яркость падает до половинного значения) t_0,5≈ 2•10³ ч. Меньший срок службы по сравнению с пленочными структурами на основе ZnS - Мn связан с присутствием меди, ионы которой диффундируют в электрическом поле и изменяют свойства барьеров, в которых возбуждается электролюминесценция. Вследствие этого t_0,5 уменьшается с ростом U и особенно сильно с ростом температуры. Длительность затухания свечения после выключения U меньше 1 • 10^-3 с (оно связано с временем формирования области пространственного заряда и вероятностью внутрицентровых переходов). Яркость порошковых и пленочных образцов растет с повышением частоты и амплитуды напряжения и приближенно может быть представлена выражением

. (1.17)

Значение п у порошковых излучателей равно 3 — 4, а у пленочных 10—15; L₁(f) обычно растет с увеличением f примерно линейно, а при частотах в несколько килогерц выходит на насыщение. Эта зависимость связана как с зависимостью вероятности излучательных рекомбинаций Р от f, так и с тем, что за время импульсов различной длительности происходит одно и то же число ионизации (оно ограничивается числом ускоряемых электронов и полем поляризации), и рост числа импульсов в секунду означает и рост средней яркости.

При повышении температуры уменьшается скорость генерации неравновесных носителей, Р и L. Температурный интервал работы излучателей примерно следующий: от - 50° С до +50° С.

Электролюминесцентные панели используют в устройствах отображения информации различного типа.

1.2.5. Полупроводниковые инжекционные лазеры

Специально изготовленные светодиоды могут излучать когерентный свет. Для этого необходимо создать в активном (излучающем) слое структуры инверсную заселенность энергетических уровней, т. е. осуществить очень сильное заполнение электронами возбужденных уровней. В этом случае излучение, возникшее при первых рекомбинациях электронов и дырок, вызывает вынужденные переходы других электронов на нижние энергетические уровни, причем возникающее излучение имеет строго ту же частоту и плоскость поляризации, что и первоначальное. Если свет имеет возможность многократно пройти область инверсной заселенности, то возникает интенсивное вынужденное излучение. С этой целью применяют отражающие поверхности на противоположных гранях образца, в пространстве между которыми образуются стоячие световые волны. Зеркалами могут служить граня кристалла, полученные, например, при скалывании краев образца.

Для изготовления лазеров используют полупроводники с прямыми зонами, например GaAs или GaAlAs, в которые возможны межзонные переходы электронов без участия фононов. Создание инверсной заселенности уровней происходит при интенсивной инжекции неосновных носителей, что легче достигается в гетеропереходах (см. рис. 1.17), изготовленных на основе материалов с высокой концентрацией примесей. Усиление света происходит только вдоль направлений, перпендикулярных поверхности зеркал, поэтому из области р-п-перехода через полупрозрачную отражающую поверхности выходит узкий луч определенного направления.

На рис. 1.19,а приведена энергетическая схема лазера в присутствии внешнего напряжения U. Через р-п-переход инжектируются электроны из п-области I в активную область II (толщиной ~ 1 мкм), где происходит излучение фотонов с энергией hv≈1,4 эВ. Переход типа р—р⁺между p-областью II и р⁺-областью III создает барьер для электронов, попавшим в активную область II, и способствует накоплению электронов в этой области. Лазерный эффект достигается при определенным пороговых значениях тока через переход (примерно 1 кА/см² при 300 К). Начиная с этих значений тока спектральная полоса излучения значительно сужается. Для уменьшения рабочий токов и ослабления нагрева активный слой часто сокращают до полоски шириной 5—20 мкм, идущей от одной отражающей поверхности до другой. Этого достигают применением узкого металлического электрода (верхнего на рис. 1.19, б). У подобных устройств снижается как пороговый ток (примерно до 100 мА при комнатной температуре), так и инерционности вследствие уменьшения емкости переходов.

В качестве материала, инжектирующего электроны, может быть использован более широкозонный Al_xGa_1-xAs (рис. 1.19, б). В этом случае активный слой GaAs p-типа располагается между двумя широкозонными полупроводниками, которые обладают более низким коэффициентом преломления. Это приводит к усилению отражения света от боковых слоев и, следовательно, к уменьшению потерь света.

Мощность излучения лазеров, работающих в непрерывном режиме, составляет около 0,1 Вт. В случае импульсного возбуждения мощность может быть значительно повышена, так как нагрев прибора будет ослаблен. К. п. д. инжекционных лазеров достигает 50%, инерционность составляет около 1·10^-9 с, напряжение питания не превышает 3 В, а размеры — нескольких миллиметров. Модуляция светового потока может осуществляться изменением напряжения.

1.2.6. Другие твердотельные лазеры

Существует ряд кристаллических и аморфных диэлектриков, которые могут быть использованы для получения вынужденного излучения. В отличие от полупроводниковых лазеров в этих устройствах используют внутрицентровую люминесценцию, а возбуждение происходит обычно не электрическим, а оптическим способом.

Типичным является лазер на рубине (Т. Мейман, 1960), т. е. кристалле А1₂О₃ с примесью хрома, который в виде ионов Сг³⁺ замещает небольшую часть (0,05%) атомов А1. Уровни хрома располагаются в пределах широкой (~ 6 эВ) запрещенной зоны А1₂О₃, и процессы поглощения энергии и излучения могут происходить внутри этих центров свечения (рис. 1.20). Свет от мощной ксеноновой лампы переводит электроны с основного уровня Е₁на возбужденные уровни Е₃ и Е₄, образующие две широкие полосы. Примерно через 1·10^-8с электроны падают на метастабильные уровни Е₂, на которых они могут находиться около 1·10^-3с. Разница энергий Е₃ — Е₂превращается в теплоту. На уровнях Е₂происходит накопление электронов, создается инверсная заселенность этих уровней по отношению к уровням Е₁ и свет с частотой v, удовлетворяющий условию hv = E₂ — E₁, может вызвать вынужденные переходы электронов с уровней Е₂на уровни Е₁. Соответствующее излучение имеет длину волны 0,69 мкм (красный свет).

Кристалл рубина имеет вид цилиндра диаметром около 1 см и длиной около 10 см, торцы которого отшлифованы и служат зеркалами. Усиление и излучение света происходит вдоль направлений, параллельных оси цилиндра.

Для миниатюрных оптоэлектронных устройств более употребительным является лазер на кристаллах иттриево-алюминиевого граната с примесью неодима Y₃Al₅O₁₂:Nd^{3 +} . Неодим замещает в решетке примерно 1% атомов иттрия и может излучать на длине волны 1,06 мкм (инфракрасный свет). Для возбуждения могут использоваться как газоразрядные источники света, так и светодиоды типа GaAlAs с излучением на λ = 0,81 мкм, соответствующей полосе поглощения неодима. Благодаря повышенной концентрации центров свечения лазер с неодимом имеет более высокую мощность излучения (до 10 Вт), что позволяет снижать размеры устройства (до ~ 1 см). К. п. д. таких лазеров равен примерно 1%, хотя у лазеров на основе редкоземельных скандиевых гранатов он может быть в 4—5 раз выше.

Твердотельные лазеры уступают инжекционным полупроводниковым лазерам по эффективности, они имеют большие размеры и требуют высоких напряжений (~10³В) при использовании газоразрядных источников возбуждающего света. Для управления интенсивностью светового пучка необходимы дополнительные устройства.

Газовые лазеры (в частности, гелий — неоновые) еще менее удобны для использования в оптоэлектронике, так как они обладают сравнительно большими размерами (около 15 см), требуют высоковольтного питания (до 1 • 10⁴ В), имеют низкий к. п. д. (0,1%) и малую мощность световых потоков (~10^-3 Вт). В то же время газовые лазеры создают излучение с наименьшей шириной спектральных линий и расходимостью световых пучков.