Инжекция носителей заряда в излучающем диоде.

Величину электронной составляющей плотности прямого инжекционного тока через p-n-переход можно зописать следующим образом:

j_n=e (25)

где - коэффициент диффузии электронов;

- время жизни электронов;

- диффузионная длина электронов;

- равновесная концентрация электронов в р-области диода;

- собственная концентрация носителей заряда;

v - напряжение, приложенное к p-n-переходу.

Аналогичное выражение может быть записано для дырочной составляющей плотности тока инжекции: j_p=e exp( ) (26)

Если остальными составляющими прямого тока через p-n-переход (рекомбинационный, туннельный и др.) можно пренебречь по сравнению с j_n+ j_p , то долю электронной составляющей j_n в полной плотности тока j можно представить в виде:

j_инжⁿ= (27)

а долю дырочной составляющей – в виде:

j_инж^p= (28)

Величины j_инжⁿ и j_инж^p называются эффективностями инжекции, соответственно, электронов и дырок.

Из формул (27) и (28) видно, что эффективность инжекции носителей заряда того или иного знака зависит от соотношения уровней легирования p- и n- областей излучающего диода. Изменяя концентрации акцепторов N_a и доноров N_d , можно изменять направление преимущественной инжекции и, соответственно управлять расположением области излучательной рекомбинации (т.е. активной области излучающего диода) относительно металлургического p-n-перехода.

Для получения максимальной мощности излучения целесообразно обеспечить инжекцию неосновных носителей заряда в ту область диода, которая характеризуется наибольшим внутренним квантовым выходом люминесценции η_i. Если, например, такой активной областью является область р-типа, то эффективную инжекцию электронов в эту область можно обеспечить при условии N_a<<N_d (рис.4,а). Однако этот путь повышения j_инжⁿ не всегда является оптимальным. При значительном увеличении концентрации донорной примеси N_d сужается область объемного заряда, растет концентрация в ней дефектов кристаллической структуры, что приводит к возрастанию туннельных (т.е. безызлучательных) составляющих прямого тока через p-n-переход. С другой стороны, уменьшение концентрации акцепторов в активной р-области снижает темп излучательной рекомбинации электронов и величину внутреннего квантового выхода η_i (см. выражения (4), (7), (14)).

Более удобным способом управления инжекцией является использование в излучательном диоде, вместо p-n-перехода, контакта двух полупроводников с различной шириной запрещенной зоны – гетероперехода (рис.4,б). N-p-гетеропереход позволяет обеспечить одностороннюю инжекцию носителей заряда в область с меньшей шириной запрещенной зоны (на рис.4,б – р-область) даже при сравнимых (и умеренных) уровнях легирования р- и N-областей диода. Это связано с различной высотой барьеров для инжектируемых электронов и дырок.

Использование в излучающем диоде структуры с двумя гетеропереходами: анизотипным p-N-гетеропереходом и изотипным P-p-гетеропереходом (рис.4,в) позволяет ограничить область рекомбинации инжектированных носителей с обеих сторон. В такой P-p-N-гетероструктуре называемой двойной гетероструктурой, достигается более высокая концентрация избыточных носителей заряда в активном слое и более высокий темп их рекомбинации (при заданной величине прямого тока).

Рис. 4. Энергетические диаграммы излучающих структур.

Структуры с гетеропереходами (см.рис.4,б,в), особенно двойная гетероструктура, обладают и другим важным преимуществом перед обычным p-n-переходом. Рекомбинационное излучение, родившееся в узкозонном активном р-слое, выходит из структуры через широкозонные эмиттерные N- или P-слои, не поглощаясь, поскольку энергии кванта света не достаточно для возбуждения переходов электронов в этих областях структуры.