Будова світлодіодів, зовнішній квантовий вихід і втрати випромінювання

Процес виготовлення інжекційних світлодіодів включає в себе такі основні етапи: виготовлення пластин із напівпровідникового кристала; створення p–n -переходів; нанесення низькоомних контактів; приєднання виводів; розташування зібраного приладу в корпус. Методи створення p–n -переходів досить різноманітні. Найбільш поширеними є методи вплавлення, дифузії, рідинної та газової епітаксії.

Якість світлодіодів характеризується зовнішнім квантовим виходом:

, (16)

де g – коефіцієнт інжекції, h_в – ефективність генерації світла (внутрішній квантовий вихід); h _опт – оптична ефективність або коефіцієнт виведення світла.

Добуток g×h _в визначає ефективність інжекційної електролюмінісценції. Оскільки в світлодіодах GaP <Zn–O> червоне світло генерується тільки в р -області, то для отримання великого значення коефіцієнта інжекції необхідно, щоб електронний струм переважав над дірковим і щоб рекомбінація в області об¢ємного заряду була малою. Як було показано в §1, для одержання високих значень коефіцієнта інжекції необхідно забезпечити виконання умови N_D >> N_A. Ефективність генерації світла визначається відносною концентрацією центрів випромінювальної рекомбінації і ефективністю механізмів безвипромінювальної рекомбінації. Тому в шарі р -типу не повинно бути дефектів ґратки і небажаних домішок, які збільшують швидкість безвипромінювальної рекомбінації. Таким чином, внутрішній квантовий вихід залежить від рівня легування і умов росту шарів GaP. Оскільки в GaP енергетичний рівень центра рекомбінації для червоного випромінювання розташований на 0,3 еВ нижче зони провідності, то матеріал повністю прозорий для випромінювання, яке виникає поблизу p–n -переходу.

Хоча відповідний коефіцієнт поглинання для власного GaP складає тільки долі оберненого сантиметра, із-за сильного легування і різних дефектів в реальному матеріалі діода типові значення коефіцієнта поглинання a складають 2·10 см^–1, так що для розрахунків конструкції розумно прийняти a = 5 см^–1. Не дивлячись на високу прозорість матеріалу, із світлодіода може вийти тільки частина випромінювання внаслідок втрат енергії.

На рис. 10 схематично показаний вигляд джерела світла простої конструкції у вигляді прямокутного паралелепіпеда, в якого світло генерується в площині р–n -переходу. При проходженні випромінювання з активної області світлодіода мають місце наступні втрати енергії:

а) втрати на поглинання випромінювання в шарі напівпровідника;

б) втрати на внутрішнє відбивання випромінювання, яке падає на межу розділу напівпровідник – повітря під кутом, більшим за критичний;

в) поверхневі втрати на Френелівське відбивання випромінювання, яке падає на межу розділу під кутом, меншим за критичний;

г) втрати, пов’язані з поглинанням випромінювання в приконтактних областях.

Та все ж найбільш значні втрати викликані повним внутрішнім відбиванням випромінювання. У зв’язку з великою різницею показників заломлення напівпровідника n ₁ і повітря n ₂ доля випромінювання, яке виходить, визначається значенням критичного кута q_гр між напрямом світлового променя і нормаллю до поверхні:

, (17)

де .

Для напівпровідників GaAs i GaP значення показників заломлення складають 3,54 і 3,3, а значення критичного кута рівні 16 і 17,7^о відповідно.

Випромінювання, яке падає на поверхню розділу напівпровідник–повітря під ку­том, меншим за критичний, виходить із кристала, а під кутом, більшим за критичний, зазнає певного внутрішнього відбивання (рис. 10). Якщо коефіцієнт поглинання сві­тла речовиною кристала великий, то все світло відбите від поверхні розділу, буде по­глинуте кристалом. Якщо ж напівпровідник прозорий для генерованого випроміню­вання, то світло, відбите верхньою, нижньою, а також боковими гранями кристала, може повторно (і не один раз) падати на світловипромінюючу поверхню і частково виводитись із кристала у відповідністю з часткою світла, яка підходить до світлови­промінюючої поверхні під кутом, меншим за критичний.

Долю світлового випромінювання, яка може бути виведена через верхню поверхню кристала плоскої конфігурації при першому падінні світлової хвилі, визначають за формулою:

, (18)

де Т_с – середній коефіцієнт пропускання світла поверхнею кристала для променів, які падають на межу розділу під кутом, меншим за критичний. Коефіцієнт пропускання світла, яке падає нормально до поверхні, визначається за формулою:

(19)

і дорівнює для межі GaAs – повітря – 0,69; GaP – повітря – 0,715. Так як поблизу критичного кута пропускання зменшується, то можна очікувати середній коефіцієнт пропускання відповідно Т_с» 0,67 і 0,695.

Як випливає з формули (18), значення величини F для таких напівпровідників, як GaAs i GaP, знаходиться в межах 1,3 – 1,65%. Мале значення величини F для кристалів плоскої конфігурації послужило причиною пошуку різноманітних шляхів підвищення зовнішньої оптичної ефективності світловипромінюючих діодів. В даний час існує декілька таких шляхів, на яких коротко зупинимося.

1. Використання такої геометрії кристала, при якій значна частина випромінюваного p–n -переходом світла падала на межу розділу під кутом, меншим за критичний.

Як приклад такої геометрії можуть служити напівсферичний кристал, зрізана сфера (сфера Вейєрштрасса), зрізаний конус, зрізаний еліпсоїд, параболоїд та інші (рис. 11). Виготовлення напівсфери і зрізаного конуса не потребує великих труднощів, хоча при сучасному стані технології воно набагато дорожче, ніж виготовлення плоского діода. Для виробництва інших, більш складних конфігурацій технологія ще не розроблена. У цих конструкціях кристала розмір p–n -переходу істотно менший за діаметр напівсфери, що і дозволяє отримати мале відхилення від нормалі падаючого на поверхню променя.

З точки зору величини потоку випромінювання напівсфера, сфера Вейєрштрасса і параболоїд забезпечують максимальний квантовий вихід, який перевищує квантовий вихід плоского діода в 2 n ² разів. Найбільша інтенсивність випромінювання при заданому відношенні площі p–n -переходу до площі перерізу приладу забезпечується зрізаним еліпсоїдом. Вона в 3 рази перевищує інтенсивність випромінювання для параболоїда і в 7 разів – для сфери Вейєрштрасса.

2. Можна створити описані вище конфігурації й інших матеріалів. При цьому необхідно, щоб оптична узгоджуюча структура мала великий показник заломлення (n ₂ < n < n ₁) і малий коефіцієнт поглинання для генерованого випромінювання. Найбільш зручні середовища – це прозорі пластмаси і халькогенідні склоподібні напівпровідники. Не дивлячись на те, що у пластмас показник заломлення () значно менший за показник заломлення кристалів типу А^ІІІ В^VI (), спостерігається істотне підвищення критичного кута. Так, при нанесенні на GaP (n = 3,3) пластмаси з n = 1,66 критичний кут q_кр зростає від 17,7 до 30,3^о. В результаті у просвітленій напівсферою структурі всередині конуса проходить в 2,5 рази більше світла, а ніж у випадку непросвітленого плоского діода. Ще більший ефект можна досягти використовуючи прозорий купол із скла з показником заломлення n = 2–3.

3. Нанесення антивідбиваючих покрить на поверхню кристала дозволяє знизити втрати на відбивання світла, яке падає на світловивідну поверхню під кутом, меншим за критичний. Розрахунки показують, що втрати на межі напівпровідник-повітря складають біля 30%. Якщо на поверхню напівпровідника нанести прозору однорідну плівку товщиною d з показником заломлення n, то, при виконанні двох умов:

; (20)

, (21)

де l – додатне ціле число; l – довжина хвилі випромінювання, R – коефіцієнт відбивання світла, яке падає всередині напівпровідника нормально до поверхні поділу з повітрям, буде рівний нулю. Практично, використовуючи антивідбиваючі покриття з різних діелектричних плівок (SiO, SiO₂, SiN₄ та ін.), вдається збільшити вихід випромінювання на 20-30%.

4. Відношення зовнішнього квантового виходу до внутрішнього можна дещо збільшити використовуючи мезаструктури. Для одержання такої структури невелику частину р -шару (якщо база світлодіода зроблена з матеріалу n -типа) покривають воском і травлять кристал у кислоті. Такі світлодіоди отримали назву мезадіодів. В мезадіодах частина світла відбивається від бокових граней мези і додатково спрямовується на плоску поверхню бази у напрямку, близькому до нормалі. Це збільшує вихід світла в 2–3 рази. Такий спосіб збільшення квантового виходу досить простий технологічно, але не дозволяє повністю уникнути втрат на повне внутрішнє відбивання.

5. Створення дифузійно-розсіюючих випромінюючих поверхонь з метою підвищення зовнішнього квантового виходу випромінювання.

Якщо кутовий розподіл фотонів, які виходять з активної області, має сферичну симетрію, то створення дифузійно-розсіюючої поверхні покращує умови виведення випромінювання для косих променів (які падають на межу поділу під кутом, більшим за критичний) і тим самим приводить до збільшення зовнішнього квантового виходу.

6. Створення омічних контактів, які б займали незначну частину площі грані кристала, з метою зменшення поглинання світла в кристалі.

Малої площі контакти доцільно використовувати у випадку напівпровідників з низьким коефіцієнтом поглинання світла, яке генерує p–n -перехід. Приконтактні області омічних контактів, як правило, поглинають світло. У зв’язку з цим, зменшення площі омічних контактів, сприяє збільшенню долі світла, яке зазнає повне внутрішнє відбивання на межі напівпровідник–повітря або напівпровідник–діелектрик (тому такі контакти часто умовно називають світловідбиваючими). Фотони, відбиті всередину кристала, будуть зазнавати багатократні переходи крізь нього, причому кожний такий перехід буде вносити вклад у випромінювання, яке виводиться за рахунок падіння частини фотонів на межу поділу під кутом, меншим за критичний.