Поляризация

Важным свойством излучения в ряде приме­нений оптоэлектроники является поляризация. Поляризованное излу­чение — это излучение с некоторым преимущественным направлением колебаний вектора электрического поля. Выделяя преимущественное направление колебаний, молено говорить о степени поляризации излу­чения. Идеально поляризованным, т. е. имеющим одно строго опреде­ленное направление колебаний вектора электрического поля, может быть только идеально монохроматическое колебание.

Электромагнитное излучение характеризуется векторами электри­ческого и магнитного полей — эти векторы взаимно перпендикулярны. Плоскостью поляризации в случае плоскополяризованного излучения называют плоскость, в которой лежит вектор магнитного поля. Вектор электрического поля перпендикулярен плоскости поляризации и лежит в так называемой плоскости колебаний (рис. 1.10,а). Некоторые воз­можные направления колебаний представлены на рисунке. Получаю­щиеся кривые определяют направление поляризации — это линии, со­единяющие концы большого числа векторов электрического поля в различных точках вдоль оси х.

а — плоскость поляризации и плоскость колебаний; б — горизонтальная и вертикальная поляризация; в — проекция круговой поляризации; г — проек­ция эллиптически поляризованного излучения

Рассмотрим монохроматическое излучение, распространяющееся горизонтально в направлении х (рис. 1.10,6). Это примеры линейно поляризованного излучения. Можно представить себе бесконечное мно­жество направлений линейной поляризации. Они характеризуются уг­лами а между горизонтальной осью г и направлением поляризации. Этот угол называется азимутом поляризации.

Более сложным случаем является эллиптическая' поляризация (в частности, круговая), которая описывается азимутом, направлением вращения и эллиптичностью (рис. 1.10,в, г). Любой другой вид поля­ризации можно рассматривать как частный случай эллиптической по­ляризаци.

Оптическое излучение характеризуется также мощностью излуче­ния — отношением энергии, переносимой излучением, ко времени. Если энергия излучается в виде импульсов, то пользуются понятиями им­пульсной и средней мощности. Импульсная мощность есть полная энер­гия в импульсе Qи отнесенная к длительности импульса (tи):

Qи

Pи=──── (1.14)

tи

Средняя мощность представляет собой величин

Pи.ср= Pи tи/ Т (1.15)

где Т — период повторения импульсов.

Мощность, отнесенная к единице спектрального интервала, в ко­тором происходит излучение, называется спектральной плотностью мощности.

Сравним в заключение параметры излучения некогерентных и ко­герентных излучателей.

Излучение некогерентных излучателей занимает широкий спек­тральный диапазон. Вообще говоря, из этого спектра можно выделить монохроматическое излучение, но энергия этого излучения будет малой.

Некогерентные излучатели всенаправленны: получение направлен­ного излучения у таких излучателей связано с потерей энергии излу­чения. Когерентный излучатель дает излучение, распространяющееся в пределах небольшого телесного угла.

2. ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

2.1. Виды генерации оптического излучения

Генерация оптиче­ского излучения осуществляется либо с помощью нагрева — тепловое излучение, либо в результате одного из видов люминесценции — лю­минесцентное излучение. Спектральная' характеристика энергетической светимости различных тел, нагретых до некоторой температуры, опре­деляется формулой Планка

2πhс²₀

M(λ,T)= ──────[exp(hсо/kTλ)‾¹ - 1], (1.16)

λ²

где k — постоянная Больцмана; λ— длина волны излучения; h-по­стоянная Планка; Т — температура; с₀ — скорость света в вакууме.

Кривые при T=6000 и 300 К характеризуют соответственно излу­чение Солнца и человека. При достаточно высоких температурах (T>>2500 К) часть спектра теплового излучения приходится на види­мую область (рис. 1.11).

Рис. 1.11. Спектральные характе­ристики нагретых тел

Для то­чек максимумов теплового излу­чения (соединены пунктирной ли­нией на рис. 1.11) справедливо: λмах=3000/T, М(λ_тах, T)~ 1.3•I0‾¹¹ T⁵, где λ, мкм; T, К; M(λT), Вт/см².

Миниатюрные лампочки нака­ливания используют тепловое излу­чение вольфрамовой нити нака­ливания, нагретой электрическим током до 2100—2300 К. Излучающая нить заключена в стеклянный ва- куумируемый баллон. Такой излучатель имеет сплошной, очень широкий спектр, низкий КПД, высокую инерционность и полное отсутствие на­правленности излучения. Другие недостатки — невысокая светоотдача, низкая устойчивость к механическим воздействиям, ограниченная дол­говечность, большие габариты, несовместимость с интегральной тех­нологией — в сумме с уже указанными привели к тому, что излучатели на основе теплового излучения нашли ограниченное применение в опто­электронике.

Основой современных излучателей является люминесцентное излу­чение и, соответственно, люминесцирующие вещества.

Люминесценция как физическое явление известна до­статочно давно — свыше 50 лет. Примером природной лю­минесценции является свечение светлячков, сырой древеси­ны и т. п. В настоящее время под люминесценцией обычно понимают электромагнитное нетепловое излучение, обла­дающее длительностью, значительно превышающей период световых колебаний. Таким образом, в определении под­черкивается тот факт, что в отличие от свечения накален­ных тел для люминесценции не требуется нагревания тела, хотя, конечно, подведение энергии в том или ином виде необходимо. Кроме того, в отличие от рассеяния све­та люминесценция продолжается некоторое время после отключения возбуждающей энергии К. Иначе говоря, поглощенная люминесцирующим телом энергия на некото­рое время задерживается в нем, а затем частично превра­щается в оптическое излучение, частично — в теплоту.

В зависимости от вида энергии, возбуждающей люми­несценцию, различают фото-, электро- и другие виды лю­минесценции. Люминесцировать могут твердые, жидкие и газообразные тела. В оптоэлектронике используется в основном люминесценция кристаллических примесных полупроводников с широкой запрещенной зоной.

Рис. 1.12. Фотолюминесценция в полупроводни­ках

Рассмотрим простейший механизм люминесценции — фотолюминесценцию, которая возникает под действием излучения (рис. 1.12). Квант возбуждающего излучения поглощается центром люминесценции (переход 1 на рис. 1.12) или кристаллической решеткой основного веще­ства (переход 2). При этом говорят, что полупроводник запасает «светосумму», т. е. в нем появляется некоторое количество разделенных зарядов, которые при рекомбина­ции могут дать соответствующее число фотонов.

Люминесценция, которая продолжается время, большее пример­но 10^-8 с после окончания возбуждения, называется фосфоресценцией; если время люминесценции меньше 10^-8 с, то это флюоресценция.

Рекомби­нация происходит в местах нарушения правильной кри­сталлической решетки — атомах примеси, пустых узлах решетки и т. п., которые называются центрами рекомбина­ции. В люминесцирующих полупроводниках центры реком­бинации делят на центры излучения и центры гашения. Центры излучения способны превращать в излучение выде­ляющуюся при рекомбинации энергию (переходы 3 и 5). На центрах гашения энергия рекомбинации превращается обычно в теплоту, т. е. теряется для люминесценции (переход 4). Таким образом, люминесценция включает в себя два основных этапа. На первом из них под воздейст­вием возбуждающей энергии происходит генерация носите­лей и полупроводник запасает «светосумму». Именно этот этап — этап разделения носителей — определяет тип люми­несценции. На втором этапе — этапе рекомбинации — полу­проводник отдает запасенную «светосумму». Этот этап является общим для всех видов люминесценции.

Таким образом, на примере-фотолюминесценции видно, что для того чтобы полупроводник получил некоторую «светосумму», необходимо вывести атомы полупроводника из термодинамического равновесия, т. е. возбудить. При фотолюминесценции переход полупроводника в возбужден­ное состояние происходит с помощью освещения.

На втором этапе люминесценции, когда полупроводник отдает запасенную «светосумму», излучение квантов про­исходит в результате перехода электрона на более низкий энергетический уровень либо непосредственно, либо через рекомбинационную ловушку

2.2. Прямозонные и непрямозонные полупроводники

На первом этапе люминесценции возможны различные переходы электронов: зо­на — зона, зона — примесный уровень и переходы между уровнями примеси. При межзонных переходах возможны два основных случая, соответствующие прямым и непрямым переходам. Наличие прямых и непрямых переходов объясняется зависимостью энергии электрона от его импульса (рис. 1.13 и 2.2). Импульс электрона Р_э равен произ­ведению его массы mэ на скорость движения υ:

Р_э = mэ υ. (1.17)

Прямой переход — это переход электрона без изменения импульса электрона. Непрямой переход сопровождается изменением импульса электрона, которое компенсируется импульсом излучаемого или по­глощаемого фотона.

По закону сохранения импульса при излучении или поглощении фотона должно выполняться равенство

Р_э1=Рэ2±kф, (1-18)

где Рэ1 и Рэ2 — соответственно начальный и конечный импульсы элек­трона; кф — импульс фотона.

Так как скорость движения фотона равна скорости света, то кф= mфСо, где масса фотона mф связана с длиной волны соотношением Де-Бройля:

Kф =h/λс. (1.19)

Тогда импульс фотона

Кф = тф с = hν/с ≈ ξ э /с, (1.20)

Рис. 1.13. Зависимость энергии электроиа

от импульса для прямых переходов электронов

где ξэ — ширина запрещенной зоны.

Рис. 1.14. Зависимость энергии электрона от импульса для

непрямых переходов электро­нов

Для ξэ≈1 эВ имеем кф<<Рэ2, т. е. импульс электрона можно считать неизменным при прямом переходе (Рэ1≈ Рэ2), .что соответствует переходу по вертикали между максимумом валентной зоны ξυ минимумом зоны проводимости ξ_С (рис. 1.13).

Могут происходить также переходы электронов из валентной зоны в зону проводимости с изменением импульса электрона (Рэ1≠Рэ2), непрямые переходы. При этом в процессе поглощения энергии кроме фотона н электрона должна участвовать еще третья частица, которая заберёт часть импульса на себя (рис. 1.14). Закон сохранения импульса при непрямых переходах имеет вид

Р_э1=Рэ2 ± k ф ± k , (1.21)

где k - импульс третьей частицы (например, фонона).

Основные материалы полупроводниковых излучателей (GаАs и фононные соединения на его основе — GаА1Аs и GаАsР) относятся | и прямозонным полупроводникам, т. е. к таким, в которых разрешены прямые оптические переходы зона — зона. Каждая рекомбинация носителя заряда при таком переходе сопровождается излучением фотона, длина волны которого определяется соотношением

λ=1,23/ξ э, (1.22)

где λ— в микрометрах, ξэ — в электрон-вольтах.

Таким образом, выполнение закона сохранения импульса (оно также

обязательно для любого электронного перехода, как и соблю­дение закона сохранения энергии) при прямых переходах не требует участия в рекомбинации третьей (кроме электрона и дырки) частицы. Вследствие этого вероятность прямых оптических переходов высока и прямозонные полупроводники являются эффективными люминес­центными материалами.

В непрямозонных полупроводниках (например, в фосфиде галлия (ЗаР) минимум зоны проводимости смещен по оси импульса. Излу- чательная рекомбинация электрона с дыркой идет лишь на некотором комплексе, которому передается избыточный импульс и, соответственно, часть энергии.

Длина волны излучения при непрямых переходах полу­чается больше. Тем не менее излучательная рекомбинация может эффективно идти через подходящие примесные центры в два этапа: сначала происходит локализация носителя одного знака на примесном цейтре, а затем рекомбинация этого носителя со свободным носителем другого знака. В качестве таких центров излучательной рекомбинации в фосфиде галлия, например, выступают комплексы донор — акцептор (Zn+— 0‾) или нейтральные ловушки (атом N вместо атома Р в ре­шетке GаР).

Следует отметить, что самопогдощение излучения идет в прямо­зонных полупроводниках значительно сильнее, чем в непрямозонных.

Таблица 1.2. Материалы полупроводниковых излучателей

П р и м е ч а н и е. Кроме двойных • (бинарных) соединений широко использ\’ютск и твердые растворы—в основном тройные соединения, например GаА1Аs, GаАsР, 1пGаР и др. Структура формул тройных соединений показывает, атомы каких элементов заме­щают в кристаллической решетке друг друга. Значение ширины запрещенной зоны и структура энергетических зон твердых растворов зависят от соотношения компонентов е растворе.

В табл. 1.2 приведены материалы, которые используются для из­готовления полупроводниковых излучателей; дано также значение ширины запрещенной зоны ξ э для каждого материала. Как видно из табл. 1.2, предпочтение в современных излучателях отдано полу­проводникам с прямыми переходами. Выбор ширины запрещенной зоны ξэ определяется рабочей длиной волны излучателя в оптическом диапазоне поли.

Из выражеиия (1.22) имеем:

ξэ=1,23/λизл. (1.22а)

Рис. 1.15. Электро­люминесценция р-п перехода

Следовательно, для работы в диапазоне видимого излучения (0,38—0,78 мкм) необходимы полупроводники с шириной запрещенной зоны 1,5—3,0 эВ. Это требование сразу ис­ключает использование германия и кремния и других полупроводников, технология которых хорошо разработана, и обусловливает переход к материалам типа А^1ПВ^У, их твердым рас­творам и др.

В полупроводниках генерация оптическо­го излучения обеспечивается обычно с по­мощью электролюминесценции.

При электролюминесценции энергия воз­буждения потребляется из электрического по­ля. Различают два вида электролюминес­ценции:

1) инжекционную, которая возникает в р-п переходе, находящем­ся под прямым напряжением (рис. 1.15);

2) предпробойную, которая развивается в сильных полях, близких к тем, при которых появляется электрический пробой р-п перехода.

Наибольшее применение в излучателях нашла инжекционная элек­тролюминесценция.

2.3. Инжекционная электролюминесценция

Как ясно из самого названия — инжекционная электролюминесцен­ция, т. е. генерация оптического излучения в р-п переходе, объединяет два процесса: инжекцию носителей и собствен­но электролюминесценцию. С помощью инжекции обеспе­чивается создание неравновесных носителей заряда (запас «светосуммы»). .Механизм инжекции подробно рассматри­вается в курсе «Физика полупроводников и полупроводни­ковых приборов». Здесь следует остановиться на особенно­стях инжекции в излучающих структурах.

При наличии контакта однородных полупроводников с разными типами электропроводности уровень Ферми в равновесном состоянии должен быть единым. Это приводит к искривлению зон и образованию потенциального барьера. Для оценки движения дырок и электронов в поле р-п перехода воспользуемся известной наглядной аналогией: положительно заряженные дырки, которые двигаются (дрейфуют) по полю Е, представим себе как легкие пу­зырьки, всплывающие по потолку валентной зоны (справа налево); отрицательно заряженные электроны,

Рис. 1.16. Движение носителей в р-п переходе

которые двигаются (дрейфуют) против поля Е, можно представить на зонной диаграмме в виде тяжелых шариков, скатываю­щихся по наклонному дну зоны проводимости (слева на­право). Основная масса дырок из р-слоя, где их много, диффундирует слева направо в область перехода, но не может преодолеть потенциальный барьер и, проникнув в переход на некоторую глубину, снова, возвращается в р-слой. Дырки п-слоя как пузырьки легко «всплывают» по дну валентной зоны независимо от энергии в р-слой и образуют дрейфовый поток справа налево. Этот поток уравновешивается встречным дрейфовым потоком дырок р-слоя, имеющих большую энергию и способных преодо­леть потенциальный барьер. Аналогичная, картина в дви­жении электронов: электроны р-слоя свободно скатывают­ся в n-слой — это дрейфовый ток. Этот электронный поток уравновешивается потоком электронов n-слоя, обладающих большой энергией. При приложении прямого напряжения потенциальный барьер понижается и появляются диффу­зионные токи как дырок, так и электронов, т. е. увеличи­вается инжекция неосновных носителей: дырок в n-область, электронов в р-область.

Обычно излучающей является область только по одну сторону р-п перехода (р-область на рис. 1.15). Очевидно,

Рис. 1.17. Рекомбинация носителей в р-п переходе

Очевидно, желательно, чтобы количество инжектированных носителей было максимально именно в излучающей (активной) p области. С этой целью в n-область вводят больше донорой примеси, чем акцепторной в р-область. Слаболегированная р-область имеет высокое сопротивление. Эта область называется базой. Силь- нплегнрованная n-область имеет низкое сопротивление; эта об­ласть называется эмиттером и обозначается п+. Таким образом, в излучающей структуре инжекция практически односторон­няя -из эмиттера в базу — и излучает базовая область.

Материалы излучающих структур, как уже отмечалось, должны иметь широкую запрещенную зону. В таких структурах оказывается значительным и даже преобладающим ток, вызванный процессами рекомбинации в области объемного заряда р-п перехода (рис. 1.17). Чем больше ширина запрещенной зоны, тем больше потенциальный барьер и тем значительнее рекомбинация электронов и р- п переходе. Эта рекомбинация происходит обычно на глубоких центрах люминесценции и заканчивается генерацией фонона hq (генерация на центрах рекомбинации 2— рис. 1. 18). Таким образом, для излучения эти электроны

Рис.1,18. ('оставляющие тока через р-п,переход при инжекционной электролюминесценции

«пропадают», а рекомбинационный ток I_рек, ими создавае­мый, снижает эффективность инжекции «излучающих» электронов.

«Полезной» компонентой тока, обеспечивающей излучательную рекомбинацию в р-базе, является электронный ток _In , инжектируемый эмиттером. Эффективность инжек­ции определяется тем, насколько ток 1_п отличается от пол­ного тока I и характеризуется коэффициентом инжек­ции γ:

γ = 1_п / 1 = 1_п /(1n+1p+1рек+1тун+1пов), (1.23)

где Ip — дырочная составляющая тока, обусловленная инжекцией дырок в n-эмиттер (доля Ip тем меньше, чем силь­нее легирован

n-эмиттер по сравнению с р-базой, рис. 1.1.8); Iрек — ток безызлучательной рекомбинации в области р-п перехода; I_тун — туннельный ток, обусловленный «просачи­ванием» носителей через потенциальный барьер (I_тун тем больше, чем уже р-п переход, чем сильнее легирована база и чем больше прямое напряжение); I пов ток утечки по поверхности р-п перехода.

При коэффициенте инжекции γ, равном единице, элек­тронный ток равен полному току (1 = 1_п) и все инжектируе­мые электроны обеспечивают создание «светосуммы» в кристалле.

Инжектированные в р-б азу электроны рекомбинируют там вблизи р-п перехода. При этом наряду с рекомбина­цией, которая обеспечивает генерацию оптического излуче­ния (центры рекомбинации Т на рис. 1.18) существуют ме­ханизмы безызлучательной рекомбинации, излучения не дающие. К важнейшим из них относятся:

1. Рекомбинация на глубоких центрах люминесценции. Электрон может переходить в валентную зону не непосред­ственно, а через те или иные центры рекомбинации, обра­зующие энергетические уровни в запрещенной зоне (см. рис. 1.12, уровень ξt). В этом случае энергия рекомбина­ции частично выделяется в виде длинноволновых фотонов, частично переходит в тепловые колебания решетки (цент­ры рекомбинации 3 на рис. 1.18). В качестве таких центров выступают примеси и структурные дефекты. Особенно вредны примеси, образующие уровни вблизи середины за­прещенной зоны (глубокие центры). К числу таких приме­сей относятся медь, никель, кобальт, хром, золото и неко­торые другие.

Ударная или Оже-рекомбинация. При очень высоких концентрациях свободных носителей заряда в полупроводнике

увеличивается вероятность столкновения трех тел (например, двух электронов и дырки). Энергия рекомбинирующей электронно-дырочной пары при этом отдается третьему свободному носителю в форме кинетической энергии. Эта кинетическая энергия постепенно теряется при соударении с решёткой.

Практически к безызлучательным актам рекомбинации следует отнести и такие, при которых генерируют фотоны с энергией, много меньшей ширины запрещенной зоны ξз. Получющееся при этом «длинноволное» излучение выходит из рабочего спектрального диапазона излучаения и теряется при передаче оптического сигнала.

Количесивенно эффективность рекомбинации при люминесценции характеризуют внутренним квантовым выходом ηэ, который определяет отношение числа актов(излучательной и безызлучательной) рекомбинации.

Рис. 1.19. Зависимость внутреннего квантового

выхода от плотности прямого тока

Иногда внутренний квантовый выход электронов определяет отношение генерированных фотонов к числу инжектированных в активную область за то же время неосновных носителей заряда

(в нашем случае в p-базу)

Таким образом, эффективность инжекционной электролюминесценции определяется произведением γη_э: Предельный ηэ определяется условиями изготовления р-п перехода и зависит от электрических параметров режима работы. Прежде всего ηэ зависит от плотности прямого тока J (рис.1.19). При малых плотностях тока большое влияние оказывает рекомбинация в области объемного заряда, вследствие которой η_э сначала резко нарастает с увеличением J до тех пор, пока диффузионная компонента не становится преобладающей в токе диода.

Дальнейшее увеличение J приводит к постепенному насыщению центров лю­минесценции и уменьшению η_э.

Влияние температуры сводится к изменению коэффициента инжекции и внутреннего квантового выхода. Коэффициент инжекции несколько увеличивается при более высоких температурах; эффективность возбуждения излучения обычно снижается и внутренний квантовый выход уменьшается.