При рассмотрении коэффициента инжекции в светодиодах важно знать, какая составляющая тока определяет излучатель* ную рекомбинацию. Доля этой составляющей в полном токе диода должна быть настолько большой, насколько позволяют требования, предъявляемые к электрическим характеристикам диода (например, достаточно низкий импеданс).

Рассмотрим хорошо изученный случай красных светодиодов из фосфида галлия. Красная люминесценция связана с элек­тронно-дырочной рекомбинацией на комплексах Zn — О (разд. 3.2.8) и поэтому может возникнуть только в р-области диода. Это подтверждено результатами экспериментального ис­следования [42] распределения фотолюминесценции по косому шлифу, сделанному под углом 3° к переходу (структура, изобра­женная на рис. 2.13). При использовании сфокусированного луча Аг+члазера разрешающая способность по глубине составила ~3 мкм. Применение растрового электронного микроскопа [43] позволило получить большую разрешающую способность; бла­годаря этому установлено, что плоскость, в которой интенсив­ность катодолюминесценции составляет 50% максимальной, уда­лена от плоскости перехода между выращенным из жидкой фазы эпитаксиальным p-слоем и n-подложкой на некоторое рас­стояние Ал: (рис. 2.14). Положение плоскости перехода опреде­ляется по максимуму наведенного тока или по 50%-ному уровню вольтового контраста тока вторичных электронов. Внешний квантовый выход красных светодиодов резко возрастает при уменьшении Ах до минимального значения, равного примерно 0,5 мкм, что соответствует ширине я-области эффективных све­тодиодов, изготовленных методом жидкостной эпитаксии п-слоя на р-подложке (рис. 2.13). Характер зависимости интенсивности излучения от напряжения и результаты исследования простран­ственного распределения люминесценции красных светодиодов из GaP, изготовленных как методом диффузии, так и методом эпитаксии из жидкой фазы [37], указывают на то, что свечение возникает в p-области за пределами обедненного слоя. В работе

[44] приводятся данные, подтверждающие это наблюдение. Они получены при исследовании явления насыщения электролюми­несценции, проведенном на диодах различной эффективности, и при измерении времен релаксации красной фото - и электролю­минесценции, которые оказались равными у самых различных диодов, изготовленных методом жидкостной эпитаксии. Время релаксации люминесценции из области объемного заряда было бы большим из-за пониженной концентрации слабосвязанных носителей (дырок). Применение растровой электронной микро­скопии позволило довольно точно определить весьма малую

диффузионную длину неосновных носителей в фосфиде галлия (~0,2 мкм) путем простого анализа сигнала наведенного тока

[45] . Эксперимент проводился на переходах, сошлифованных под малым углом (3°).

Поскольку люминесценция обусловлена диффузионным током электронов, инжектируемых в р-область, важной характеристи­кой диода является коэффициент инжекции для идеальной мо­дели

Y-/«„/(/«,+ /Ро). (2.29)

Согласно расчетам, в красных светодиодах из фосфида галлия в режимах с максимальным квантовым выходом диффузионный ток значительно превышает ток рекомбинации в слое простран­ственного заряда. Из выражения (2.12) следует, что при одина­ковых параметрах, описывающих диффузионное движение элек­тронов и дырок, коэффициент у пропорционален отношению Nd/(Na + Nd) ■ Для распределения примесей, приведенного на рис. 2.13, это отношение составляет ~0,2. Экспериментальное значение величины у для подобной структуры, измеренное в режимах, близких к оптимальному по квантовому выходу, ока­залось равным — 0,3 [46]. В современных светодиодах из фос­фида галлия, изготовленных методом двойной жидкостной эпи­таксии [37а], суммарный коэффициент инжекции (как в р-, так и в п-области) быстро растет с увеличением общего тока. Так, Для зеленых и красных светодиодов при токе ~10_5А (~2 • 10-6А) коэффициент инжекции равен — 0,05, а при

а. Распределение примеси в высокоэффективном красном светодиоде из GaP: Zn, О, изго* товлеином методом двойной жидкостной эпитаксии, Высокий коэффициент инжекции электронов в p-область определяется асимметрией п—р-перехода и отсутствием я-области (в отличие от рис. 2.13). Распределение концентрации определялось из измерений цоверхиостно-барьерной емкости на переходах, сошлифованных под углом. Указанная

концентрация глубоких доноров кислорода, возможно, слегка завышена.

б. Распределение примеси вблизи перехода Для эффективного красного светодиода из GaP : Zn, О. Кривые получены из данных, приведенных на рис. 2.15, а и измерений концентрации и градиента примесей на границе обедненного слоя по вольт-фарадным характеристикам. Как и на рис. 2.13, изменение концентрации определяется обратной

диффузией цинка в процессе эпитаксиального выращивания р-слоя [481-

токе 10 мА он увеличивается до — 0,8. В работе [47] методом двойной жидкостной эпитаксии (p-слой на п-слое) были изготов­лены светодиоды с внешним квантовым выходом rq при 300 К до 7%. В этих диодах уровни легирования вдали от перехода были такими, что неизбежная при эпитаксии обратная диффузия цинка на небольшую глубину не приводила к образованию я-слоя, а отношение концентрации примесей на обеих сторонах перехода {No — Na)/{Na — No) составляло ~8 (рис. 2.15,6).

В таких асимметричных п+ — р-переходах нет сколько-нибудь заметного неизлучающего слоя [48], а квантовый выход дости­гает 12% (разд. 3.2.9). Увеличение внешнего квантового выхода г),? в указанных структурах в значительной степени определяется увеличением коэффициента инжекции у до ~50% [48]. Эта же причина, по-видимому, обусловливает значительное возрастание, квантового выхода у диодов из фосфида галлия при частичной компенсации p-области донорной примесью (теллуром) [49]. Низкая концентрация свободных дырок в p-областях этих двух структур может к тому же снизить вероятность безызлучатель - ной оже-рекомбинации (разд. 3.2.9).

Эффективность светодиодов, содержащих выпрямляющие контакты металл — полупроводник с характеристиками, близ­кими к идеальному барьеру Шоттки, обычно очень мала, что определяется в основном крайне низким значением у (типичное значение v для таких устройств лежит в пределах 10~4<7 < < 10_3). Ограниченная величина работы выхода используемых металлов и распределение заряда по поверхностным состояниям в типичных полупроводниках приводят к тому, что поверхност­ный барьер в структуре металл — полупроводник не превышает 2/зEg (рис. 5.38). Поэтому потенциальный барьер (рис. 3.73) для экстракции основных носителей значительно ниже, чем для ин­жекции неосновных носителей. Частично это можно компенсиро­вать, если под металлическим контактом создать тонкий изоли­рующий слой, через который носители могут туннелировать (другими словами, создать МДП-структуру). Тогда благодаря уменьшению падения напряжения на изолирующем слое при прямых смещениях (рис. 3.73) понижение барьера для экстрак­ции электронов из полупроводника n-типа будет меньше, чем для инжекции дырок. Оптимальные условия для инжекции со­ответствуют такому прямому смещению, при котором край валентной зоны полупроводника совпадает с уровнем Ферми в металле. Поскольку это условие достигается при больших сме­щениях, толщина изолирующего слоя должна быть весьма зна-' чительной. Исследования МДП-структуры «золото — диэлектрик п — GaP :N» в работе [49а] показали, что преимущества, свя­занные с увеличением толщины слоя диэлектрика, сводятся на нет образованием электрических каналов в собственном окисле и Si02 и аномальным (нетуннельным) механизмом проводимости в случае использования Si3N4 в качестве диэлектрика. Макси­мальное значение коэффициента инжекции 7 было получено для собственного окисла толщиной 5 нм и составляло только ~0,1 (величина, близкая к значению 7, полученному в МОП-структу - рах на кремнии с толщиной слоя Si02, равной 3 нм).

В работе [50], посвященной зеленым светодиодам из фосфи­да галлия, как легированного азотом, так и нелегированного, в

которых излучение, обусловленное присутствием азота, при 300 К, не играет главной роли, подчеркивается, что структуру этих вполне удовлетворительных светодиодов можно оптимизи­ровать путем ряда последовательных шагов. Во-первых, с помощью фото - или катодолюминесцентного анализа произво­дится отбор материала по люминесцентным свойствам. Возбуж­дение с помощью электронного луча является более удобным способом, чем способ оптического возбуждения, который может сравниться с первым только при наличии достаточно мощного лазерного источника малопроникающего излучения. Для этой цели пригоден аргоновый лазер, который легко можно сфокуси­ровать для получения такого же пространственного разрешения (в поперечном направлении), как в случае электронного пучка с малой энергией. Однако для анализа эпитаксиальных слоев непрямозонного фосфида галлия (типичных для светодиодов) глубина проникновения голубовато-зеленого света иногда слиш­ком велика. Ультрафиолетовые лазеры с требуемой мощностью и приемлемым сроком службы появились лишь в последние несколько лет. Глубина проникновения ультрафиолетового излу­чения в фосфиде галлия составляет,< 1 мкм. В случае свето­диодов из прямозонных материалов проблемы, связанной с глу-. биной проникновения светового зонда, не возникает. На втором шаге оптимизации структуры светодиодов добиваются того, что­бы слой материала с требуемыми люминесцентными свойствами оказался в пределах диффузионной длины неосновных носите-; лей с определенной стороны р — n-перехода. С помощью соот­ветствующего легирования областей перехода добиваются высо­кого коэффициента инжекции в требуемом направлении В крас­ных светодиодах из GaP :Zn, О [48] и зеленых из GaP :N [49, 50], так же как и в светодиодах с гомопереходом из большинст­ва тройных соединений типа A, nBv (таких, как GaAsi-^P* [52]), оптимальное излучение исходит из p-области перехода (рис. 2.16). Однако определяется это условиями, которые осу­ществляются не во всякой структуре. Например, тщательные исследования GaP :N в работе [52а] показали, что в диапазоне концентраций легирующих примесей, соответствующем опти­мальным характеристикам светодиода в целом, время жизни неосновных носителей в n-области гораздо сильнее зависит от уровня легирования, чем в эпитаксиальных слоях p-типа, выра­щенных из жидкой фазы. Показано также, что внутренний квантовый вход т]в пропорционален времени жизни неосновных носителей, поскольку носители, локализованные на мелких N-ловушках, находятся в динамическом равновесии с носителя­ми в зоне проводимости, время жизни которых определяется конкурирующим безызлучательным механизмом рекомбинации

(51] ■ Указанная более силься зависимости времени жизни

В отличим от кривых на рис. 2.14 не видно сколько-нибудь значительного «мертвого слоя». Наблюдается постепенное нарастание красной катодолюминесденции до уровня выхода в p-области. Скорость нарастания свидетельствует об уменьшении эффективности соби* рания переходом инжектированных неосновных носителей (диффузионная длина ~ 1 мкм), а ие об уменьшении квантового выхола излучения на краю p-области. Структура п+—р, необходимая для увеличения коэффициента инжекции электронов, обеспечивает также совпадение металлургического и электрического переходов.

носителей в материале /г-типа от уровня легирования при кон* центрации примеси ~1018 см-3 оспаривается Янгом и Вайтом [5]. Эти авторы подтверждают свои результаты тем, что на их р — «-переходах измеренный коэффициент инжекции электронов хорошо согласуется с величиной, вычисленной на основании из­мерений диффузионных длин. По их данным, для GaP :S макси­мальное значение коэффициента инжекции соответствует уровню Легирования Nd — Na * 10is см-3.

Существенно, что во всех указанных случаях р—п-переход Должен обладать высоким коэффициентом инжекции электронов в р-область. В оптимальных случаях [48, 52а, 53] измеряемую величину — квантовый выход светодиода — можно разложить на Две компоненты, связанные с коэффициентом инжекции у и внут*

ренним квантовым выходом т)в. При этом исходят из простой тео­рии р — n-перехода с учетом проблемы вывода света (разд. 6.1.5), которая приобретает наибольшее значение для прямозонных све­тодиодов [52] и GaP :N [54]. В последнем случае доля вышед­шего наружу излучения, составляет — 25% для светодиодов в соответствующих корпусах и около половины этой величины для бескорпусных светодиодов. При исследовании люминесценции с возбуждением электронным лучом необходимо, чтобы уровень возбуждения был такой же, как в типичных режимах в свето­диоде. Аналогичным образом можно подобрать уровень при фотовозбуждении [55]. После того как сделана оценка диффу­зионных токов и потока фотонов, эффективный внутренний кван­товый ВХОД гв можно оценить по формуле

= (2.30)

где диффузионный ток 1а. определяется как электронами, так и дырками, и при больших прямых смещениях имеет ВИД Id = = Is ехр(еУ/&вГ) [уравнение (2.11) и последующие]. Для крас­ных светодиодов из GaP величина т)в заметно уменьшается при увеличении Id свыше 1 мА1) вследствие насыщения центров рекомбинации Zn—О (разд. 3.2.9). В то же время в современ­ных зеленых светодиодах из GaP : N r)fl резко увеличивается при токе, превышающем несколько миллиампер [37а, 50], что, веро­ятно, связано с насыщением конкурирующего безызлучательного рекомбинационного механизма (разд. 3.2.12). При такой зависимости уже нельзя использовать простое соотношение L ~ ехр(еУ/^в7’) для определения V в той области вольт-ам - перной характеристики, где существенно падение напряжения на последовательном сопротивлении [37]. В работе [37а] разрабо­тан итерационный метод, который дает хорошее согласие с экс­периментом в большом диапазоне токов и напряжений, что доказывает справедливость исходных предпосылок. Если изве­стна основная компонента общего диффузионного тока (ток инжектируемых электронов для красных светодиодов из GaP : Zn, О) и доля вышедшего наружу света (50% для тех же диодов [53]), можно оценить внутренний квантовый выход излучения. На красных светодиодах из GaP :Zn, О хорошего качества, обладающих эффективным квантовым выходом гв ~ « 2,5% (в режиме до насыщения), внутренний квантовый вы­ход составляет ~10% [37а]. Эта величина хорошо согласуется С прямыми измерениями при исследовании фотолюминесценции.