Исследование полупроводниковых светодиодов

2. ИССЛЕДОВАНИЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СВЕТОДИОДОВ

Цель работы. Исследование спектральных, световых, вольтамперных, пространственных и температурных характеристик полупроводниковых светодиодов (СД).

Основные положения. Полупроводниковые светодиоды – источники некогерентного оптического излучения видимого и ближнего инфракрасного диапазонов. Полупроводниковые светодиоды выгодно отличаются от прочих источников оптического излучения широким набором рабочих длин волн λ, относительно высоким КПД, малой инерционностью, низким энергопотреблением, малыми габаритами, простотой конструкции, высокой надежностью и стабильностью характеристик. СД  занимают прочные позиции в устройствах индикации, различных оптико-электронных устройствах, в том числе метрологических и высоковольтных, системах автоматического контроля, оптической связи и передачи информации на частотах до 10⁷…10⁸ Гц, накачки, видимой и инфракрасной  подсветки и других областях техники. Разрабатываются СД ультрафиолетового диапазона. Большие перспективы имеют коротковолновые СД с люминофорными покрытиями излучающей поверхности кристалла в качестве экономичных источников локального освещения.

Оптическое излучение в полупроводниковых светодиодах возникает в результате рекомбинационной электролюминесценции в области р-n-перехода.  При прило­жении к р-n-переходу напряжения U в прямом направлении потенциальный барьер снижается на величину  порядка eU, и через переход начинает протекать ток I. Происходит  инжекция неосновных носителей заряда через р-n-переход: электронов из n-области  в р-область, а дырок – из р- в n-область. Излучательная рекомбинация носителей преобладает, как правило, в одной из об­ластей, чаще в высокоомной (базовой) р-области. Оптимальные условия для односторонней рекомбинации реализуются в гетеропереходах.  Избыточная энергия рекомбинирующих частиц выделяется в виде квантов оптического излучения – фотонов. Область инжекционной рекомбинации определяется диффузионной длиной пробега неосновных носителей (порядка 10^–6 м) и является  эффективным источником квантов оптического излучения.  Энергия генерируемых квантов определяется в первом приближении шириной запрещенной зоны hν = ΔE, а длина волны, соответствующая максимуму линии излучения светодиода, λ_max = hc / ΔE. Значению λ_max =  1 мкм соответствует ΔE = 1,24 эВ [1].

Разброс энергии hΔν квантов, генерируемых СД, определяется функциями распределения по энергиям носителей заряда: электронов в области дна зоны проводимости и дырок в области валентной зоны. Характер распределений при прочих равных условиях зависит от температуры светодиода (кристалла) T_СД, а определяемый ими разброс энергии квантов имеет порядок 2k T_СД. Тогда с учетом Δν = Δλ c / λ² для ширины линии излучения светодиода на половинном уровне получим Δλ_0,5 = 2k T_СД λ_max² / hc. Рост температуры кристалла сопровождается не только размытием линии излучения Δλ_0,5, но и изменением периода кристаллической решетки. Как правило, при этом уменьшается ΔE и соответствующая ей энергия квантов hν. Одновременно положение максимума спектральной линии излучения (λ_max) смещается в сторону больших длин волн. Повышение температуры, кроме того, увеличивает вероятность безызлучательной рекомбинации. В итоге уменьшается число излучаемых квантов и их энергия, что приводит к снижению мощности излучения светодиода.

Вероятность инжекционной рекомбинации, в том числе излучательной, пропорциональна концентрации электронов n_e = I/e. Поэтому рост тока I светодиода сопровождается увеличением мощности излучения P = η₀ hνI/e, где η₀ – КПД светодиода. Ватт-амперная характеристика СД P = f (I) в области рабочих токов оказывается близка к линейной. Дальнейшее повышение тока усиливает нагрев кристалла и вызывает температурное насышение зависимости P = f (I).