В большинстве случаев в люминофорах соседствуют несколько каналов рекомбинации через различные локальные уровни. При этом некоторые переходы могут происходить без излучения (рекомбинация через центры тушения). Если даже переходы с излучением света при низкой температуре преобладают, то при повышении температуры роль переходов без излучения обычно сильно возрастает. В наиболее простом случае причиной подобного температурного тушения люминесценции может быть заброс электронов из валентной полосы на уровни центров свечения (переход типа 3 на рис.1.1.1), что приводит к уменьшению числа рекомбинаций на этих центрах, и, следовательно, к увеличению потока рекомбинаций через центры тушения (внешнее тушение). Помимо этого, с повышением температуры возможно увеличение вероятности безызлучательных переходов внутри самого центра свечения (внутреннее тушение). В этом случае электрон непосредственно переходит с возбужденного уровня центра свечения на основной, которые на энергетической схеме соприкасаются при больших размахах колебаний атомов.
В материалах с высокой концентрацией свободных носителей возможен еще один вид рекомбинаций, не сопровождающихся излучением. В этом случае энергия, выделившаяся при воссоединении электрона и дырки, передается свободному носителю (прежде всего основному), который потом разменивает ее на серию фононов [10].
1.2 ВОЗМОЖНЫЕ МЕХАНИЗМЫ ВОЗБУЖДЕНИЯ ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ
Электролюминесценция отличается от других видов люминесценции прежде всего способом подведения энергии к веществу. Поэтому при ее изучении основное внимание должно быть уделено именно первой стадии процесса, приводящего к свечению, т.е. механизму возбуждения (или ионизации) центров свечения.
Под действием электрического поля происходит несколько типов процессов, приводящих к появлению свечения твердых тел. Электрическое поле способствует появлению либо непосредственно возбужденных состояний центров свечения, либо дополнительных, неравновесных носителей в зонах разрешенных энергий. Последующий захват этих носителей центрами свечения также приводит к их возбуждению.
Дополнительная концентрация возбужденных носителей в веществе может быть получена только двумя основными путями: созданием их в кристалле непосредственно под действием сильного поля или пространственного перераспределения под влиянием поля носителей, уже имеющихся в твердом теле.
а) Туннельный эффект. Если внешнее напряжение, приложенное к полупроводнику или диэлектрику, создает достаточно сильный наклон энергетических зон, то валентные электроны могут с определенной вероятностью перейти в зону проводимости, сохраняя при этом потенциальную энергию, полученную ими от поля. В результате в разных местах кристалла появятся свободные электроны и дырки, т. е. совершится ионизация атомов решетки (переход 1 на рис. 1.2.1).
Рис. 1.2.1 Возможные переходы электронов в области сильного поля у контакта полупроводника n-типа с металлом.
Вероятность ионизации полем зависит как or высоты потенциального барьера, который должен преодолеть электрон (ширина запретной зоны в случае прямых переходов), так и от его ширины, уменьшающейся с ростом напряженности поля. Наименьшее необходимое напряжение равно ΔЕ/е (ΔЕ — ширина запрещенной зоны), а напряженность поля, при которой появляются заметные туннельные токи в случае ΔЕ порядка электрон-вольта, составляет 103—107 В/см. Подобные поля при напряжении порядка десятков вольт могут быть созданы либо в очень тонких пленочных материалах, либо в барьерных слоях с низкой проводимостью. Туннельные токи значительной величины легко создаются в р —n -переходах с очень узкой областью объемного заряда.
Условия рекомбинации появившихся носителей оказываются неблагоприятными при постоянно действующем поле, так как электроны и дырки разделены пространственно и продолжают разводиться полем.
Схема зон на рис. 1.2.1 соответствует случаю ионизации в области высокого поля, созданного в обедненном электронами слое полупроводника (контакт с металлом, работа выхода которого выше, чем у полупроводника с электронной проводимостью). Так как напряженность поля в этом случае возрастает по мере приближения к металлу, то основное число дырок будет появляться у самой границы кристалла. При этом дырки будут легко выводиться из полупроводника, отдавая энергию в металле безызлу-чательным путем. Условия рекомбинации в пределах полупроводника улучшатся, если область появления дырок проходят электроны. Последние могут проникнуть туда туннельным путем (переход 2 на рис. 1.2.1), но лучшим вариантом будет введение электронов через барьер (переход 3), так как в этом случае они проходят по полосе проводимости всю область появления дырок. Инжектированные основные носители могут, однако, ускоряться и создавать ионизацию ударным путем, т. е. свечение может быть обязано одновременно двум механизмам ионизации.
Так как ударная ионизация требует меньших полей, чем ионизация туннельным путем, то осуществление условий, при которых свечение связано лишь со вторым механизмом, оказывается менее вероятным. Чисто туннельную ионизацию можно ожидать лишь в очень узких переходах шириной около 10-6 см, в которые вводится малое число носителей (высокий поверхностный барьер или р — n -переход в материале с широкой запрещенной), но во всех случаях квантовый выход свечения будет незначительным.
б) Предпробойная электролюминесценция. Если свободные носители заряда попадают в область сильного поля, то, ускоряясь, они могут приобрести энергию, достаточную для возбуждения или ионизации атомов решетки или примеси. Процесс ударной ионизации в твердом теле в общих чертах сходен с аналогичными процессами в газовом разряде.
Ускоренные электроны взаимодействуют с нарушениями решетки (прежде всего созданными колебаниями атомов), теряя при этом часть энергии, полученной от поля. Этот процесс условно изображен на рис. 1.2.1 в виде ступенчатых переходов. Если потери энергии при каждом столкновении с дефектом решетки меньше приобретаемой в промежутке между этими столкновениями, то кинетическая энергия электрона постепенно возрастает вплоть до значений Е > ΔЕ, при которых появляется возможность передачи энергии связанным электронам из валентной полосы (переход 4 на рис. 1.2.1) или центрам свечения (переход 5). Возникшие при этом два новых носителя с малой кинетической энергией (так же, как и первоначальный электрон) могут вновь ускоряться, если протяженность области высокого поля достаточна для этого. В предельном случае возникает лавина носителей, соответствующая электрическому пробою барьера.
Предпробойная электролюминесценция наблюдается, например, в порошкообразном ZnS, активированном Си, А1, и др. веществах, помещённых в диэлектрик между обкладками конденсатора, на который подаётся переменное напряжение звуковой частоты. При максимальном напряжении на обкладках конденсатора на краях частичек люминофора концентрируется сильное электрическое поле, которое ускоряет свободные электроны. Электроны ионизуют атомы; образовавшиеся дырки захватываются центрами свечения, на которых рекомбинируют электроны при изменении направления поля.
Характерными признаками ударной ионизации являются умножение носителей и широкий спектр излучения, сопровождающего межзонную рекомбинацию в области сильного поля. К этому добавляется зависимость предпробойного напряжения от температуры (ухудшение условий ионизации с ростом температуры), а также нестационарность тока через образцы [12-15].
Возможны и другие механизмы предпробойной электролюминесценции— прямое возбуждение центров свечения электронным ударом, а также внутризонная электролюминесценция., наблюдаемая в р—n-переходах, включённых в запорном направлении. При внутризонной электролюминесценции свободные электроны (или дырки) испускают свет при переходах в пределах зоны проводимости (валентной зоны), без участия центров свечения. Такая электролюминесценция отличается крайне широким спектром, охватывающим всю область прозрачности полупроводника и даже заходящим в область собственного поглощения.
в) Инжекция носителей заряда. В ряде случаев действие электрического поля, вызывающего свечение, сводится к увеличению относительной анергии электронов и дырок, уже имеющихся в образце, и созданию условий для их рекомбинации. Типичным случаем является свечение р — n-переходов, включенных в прямом направлении. При отсутствии поля и Т ≠ 0 К в валентной зоне р-части образца уже имеются дырки, а в зоне проводимости n-части — электроны, диффузия которых в область перехода и рекомбинация затруднена контактным полем. Приложение внешнего напряжения V, понижающего контактную разность потенциалов, дает возможность части носителей проникнуть в область перехода и прорекомбинировать там (рис. 1.2.2).
Рис. 1.2.2. Рекомбинация электронов и дырок в р — n -переходе, включенном в прямом направлении. ΔЕ - ширина запрещенной зоны, Еfn и и Еfp — уровни Ферми в n- и р-областях. Е1 и Е2 — энергии, сообщаемые электронам и дыркам тепловым движением.
Так как при рекомбинации электронов и дырок, расположенных у краев соответствующих полос энергии выделяется энергия ΔЕ, то при стационарном процессе ту же в сумме энергию электроны и дырки должны предварительно получить. Если электроны в зоне проводимости уже обладают энергией Е1 (отсчитываемой от уровня Ферми) а дырки в р-области - энергией Е2 (рис. 3), то они смогут прорекомбинировать при напряжении V, определяемом из условия ΔЕ = eV + Е1 + Е2, т. е. свечение может возникнуть при eV < ΔЕ. Остальная энергия Е1 + Е2 , поставляется теплом, освободившим носители с локальных уровней и поднявшим их на некоторую энергетическую высоту от краев соответствующих зон. Если преобладает рекомбинация носителей, введенных в образец из контактов, то те же энергии Е1 и Е2 потребуются для инжекции в полупроводник из металла электронов и дырок. Охлаждение образца компенсируется при этом притоком тепла из окружающей среды.
Инжекционная электролюминесценция характерна для p-n перехода в некоторых полупроводниках, например в SiC или GaP, в постоянном электрич. поле, включённом в пропускном направлении.
Страницы: 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8
