Схем. Характеристики интегрально-оптических

излученных в
желаемом
направлении _{, (10)}

внешн
число
электронно  дырочных
пар

_{ } число
генерируемых
фотонов _,

внутр
число
электронно  дырочных
пар

При разработке светоизлучающих диодов обычно стремятся минимизировать перепоглощение света путем изготовления очень тонкого слоя материала между переходом и поверхностью, а также (если возможно) путем подбора материала, имеющего очень малое поглощение. Такие светодиоды получили широкое распространение в панельных индикаторах и дисплеях вследствие того, что они очень малы, дешевы, более надежны, чем устройства на лампах накаливания, и легко объединяются в комплекты интегральных схем. СИД также очень часто используются в качестве источников света в волоконно-оптических линиях связи, так как их излучение можно модулировать на больших частотах (хотя и не таких высоких, как в лазерах), а сами СИД можно удовлетворительно соединять с сердцевинами многомодовых волокон.
Спектр длин волн полупроводниковых излучателей света независимо от используемого типа накачки является довольно простым по сравнению, например, со спектром газоразрядной дуговой лампы, которая имеет много линий или эмиссионных максимумов. Хороший полупроводниковый светоизлучающий диод с малым количеством дефектов или низким содержанием загрязняющих примесей имеет один эмиссионный максимум вблизи длины волны, соответствующей краю полосы поглощения, т. е. энергии запрещенной зоны. Этот максимум имеет полуширину обычно 20 - 30 нм, которая значительно больше ширины линий газового источника. Соответствующие загрязняющим примесям и дефектам состояния внутри запрещенной зоны порождают эмиссионные пики на других длинах волн. Эти пики показывают, что некоторые из инжектируемых электронно-дырочных пар рекомбинируют с излучением фотонов, не принадлежащих основному пику, соответствующему краю зоны. Следовательно, квантовая эффективность на желаемой длине волны уменьшается.
Даже если полупроводниковый излучатель сформирован из сравнительно чистых и бездефектных материалов, так что излучение почти точно приходится на длину волны, соответствующую краю полосы, то длина волны пика излучения все же зависит от температуры и содержания легирующих примесей, поскольку ширина запрещенной зоны изменяется с изменением температуры, а легирование изменяет эффективную ширину запрещенной зоны, приводя к излучательным переходам между донорными и акцепторными состояниями. Таким образом, эмиссионную длину волны светоизлучающего полупроводника можно изменять в пределах некоторого ограниченного диапазона за счет соответствующего введения примесей. Для примера рассмотрим случай GaAs, легированного примесями гс-типа (Те, Se или Sn). Длина волны центра эмиссионного пика смещается, как показано на рисунке 6. При сравнительно низком уровне легирования имеет место рекомбинация между электронами, заполняющими донорные состояния на 6 мэВ ниже дна зоны проводимости, и незаполненными состояниями у верхней границы валентной зоны.

Рисунок 6 - Зависимость пика эмиссионной длины волны для GaAs n-типа от концентрации доноров N_D [10.6].

Когда уровень легирования поднимается выше 5*10¹⁷ см-3, донорная полоса сливается с зоной проводимости и рекомбинация происходит между заполненными состояниями зоны проводимости вблизи квазиуровня Ферми и незаполненными состояниями валентной зоны.

Примеси р-типа (Cd и Zn) также вызывают сдвиг длины волны эмиссионного пика, как показано на рисунке 7. При низкой концентрации примесей р-типа рекомбинация происходит из заполненных состояний на дне зоны проводимости на незаполненные акцепторные состояния, расположенные на 30 мэВ выше границы валентной зоны. Если примеси превышают уровень 10¹⁸ см^-3, то акцепторные состояния расширяются в полосу, как показано на рисунке 8.

Рисунок 7 - Зависимость пиковой длины волны излучения для GaAs р-типа от концентрации акцепторов N_А

Рисунок 8 - Зависимость энергетических уровней (зон) доноров и акцепторов в GaAs от концентрации примесей

Рекомбинация происходит между заполненными состояниями на дне зоны проводимости и незаполненными состояниями в верхней границе акцепторной полосы. Таким образом, эмиссионный пик по энергии снижается при легировании полупроводника примесями р-типа в противоположность тому, что он увеличивается при легировании примесями n-типа. Если примеси р-типа возрастают до уровня выше 2*10¹⁸ см^-3, то акцепторная полоса сливается с валентной зоной и, следовательно, излучательную рекомбинацию можно рассматривать как межзонную, хотя она на самом деле происходит между состояниями в зоне проводимости и акцепторными состояниями. Рекомбинация не происходит только между состояниями, имеющими точно одинаковые энергии в зоне проводимости и валентной зоне. На самом деле она происходит между состояниями, простирающимися по некоторому диапазону энергий. Следовательно, излучение линии порядка сотен ангстрем. По мере возрастания примесей n- или р-типа в GaAs ширина линии излучения обычно возрастает от 10 нм для легколегированного материала, до нескольких десятков нм для сильнолегированного материала. Это возрастание ширины линии излучения происходит за счет примесной «размытости» зон, которая делает возможным существование пар из заполненных и незаполненных состояний, способных рекомбинировать в широком диапазоне энергий.
Суммируя сказанное, отметим, что основными свойствами светового излучения, спонтанно генерируемого рекомбинирующими электронами и дырками в полупроводнике, являются следующие. Длины волн фотонов лежат в диапазоне, простирающемся на нескольких сотен ангстрем, с пиком на длине волны, соответствующей приблизительно ширине запрещенной зоны, но зависящей -каюке от концентрации и типа примесей. Фотоны излучаются более или менее изотропно, за исключением влияния геометрии излучателя, и не существует фиксированного фазового соотношения между фотонами. Излучение каждого фотона является спонтанным событием, совершенно не связанным с каким-либо другим фотоном. Характеристики излучаемого света, генерируемые стимулированной эмиссией, сильно отличаются от рассмотренного спонтанного излучения.