Излучательная рекомбинация в полупроводниках

Преобразование электрических сигналов в оптические осущест­вляется с помощью полупроводниковых светоизлучающих диодов, дейст­вующих на основе излучательной рекомбинации инжектированных р-n -переходом носителей заряда. В данном разделе рассматриваются меха­низмы излучательной рекомбинации применительно к полупровод­никовым соединениям .

3.1 Основные понятия и определения

Разные механизмы рекомбинации носителей заряда в полупровод­никах принято различать по способу отдачи выделяющейся при акте рекомбинации энергии. Характерным и, по-видимому, одним из наибо­лее твердо установленных механизмов рекомбинации является излучательный (радиационный) механизм, когда большая часть выделяющей­ся энергии уносится из кристалла в виде кванта электромагнитной энергии. При всех других механизмах рекомбинации, называемых без излучательными, высвобождаемая энергия передается в конечном сче­те решетке, приводя к ее разогреву. В полупроводниках в большин­стве случаев преобладает именно без излучательная рекомбинация.

По определению С.И.Вавилова люминесценция есть излучение, избыточное над тепловым при данной температуре в обладающее дли­тельностью, значительно превышающей период световых колебаний. Для наблюдения люминесценции вещество принципиально необходимо вывес­ти из состояния термодинамического равновесия, т.е. возбудить. Лю­минесценция возникает вследствие квантовых электронных переходов из верхнего возбужденного энергетического состояния в нижнее с испусканием электромагнитного излучения. В то же время понятие люминесценции относится не к отдельным атомам или молекулам, а к веществу или устройству в целом.

В полупроводниках люминесценция в большинстве случаев обусловлена рекомбинацией неравновесных носителей заряда и по этой причине ее часто отождествляют с рекомбинационным излу­чением.

Для характеристики доли излучательных переходов определен­ного типа в общем числе рекомбинационных переходов вводят поня­тие квантового выхода люминесценции. Под квантовым выходом лю­минесценции понимают отношение числа испущенных в за­данной спектральной области фотонов к числу созданных в резуль­тате возбуждения (т.е. к числу генерируемых) носителей или электронно-дырочных пар. Различают внутренний и внешний кванто­вые выходы люминесценции. При определении внутреннего квантово­го выхода учитываются все испущенные фотоны. Он обычно находит­ся расчетным путем из экспериментально измеряемого внешнего квантового выхода, где учитываются лишь фотоны, выведенные на­ружу» за пределы образца или прибора. За счет явлений внутренне­го отражения, самопоглощения в материале, поглощения на контактах и в держателе внешний квантовый выход обычно составляет десятые, и даже сотые доли от внутреннего. Его величина в значительной степени определяется геометрией образца и конструктивными осо­бенностями прибора.

Под энергетическим выходом люминесценции понимают отноше­ние энергии электромагнитного излучения, испущенного при люминес­ценции, к энергии, затраченной на возбуждение люминесценции. Как и квантовый выход, энергетический выход может быть внутренним и внешним. Последний определяет коэффициент полезного действия прибора.

В зависимости от метода возбуждения, приводящего к соз­данию неравновесных носителей заряда в полупроводниках, разли­чают фотолюминесценцию, катодолюминесценцию, радиолюминесцен­цию и электролюминесценцию. При фотолюминесценции генерация неравновесных носителей происходит за счет поглощения квантов света. Обычно используется собственное поглощение. При катодолюминесценции неравновесные носители создаются при облучении полупроводника быстрыми электронами; радиолюминесценция обуслов­лена возбуждением более тяжелыми быстрыми частицами или излу­чением высокой энергии. При электролюминесценции возбуждение происходит за счет энергии электрического поля, например, путем инжекции неосновных носителей заряда.

Люминесценция в полупроводниках обусловлена различными по своей природе электронными переходами:

1 Излучательная рекомбинация зона – зона, т.е. излучательная рекомбинация свободного электрона со свободной дыркой;

2 Излучательная рекомбинация свободных экситонов;

3 Излучательная рекомбинация связанных экситонов;

4 Излучательная рекомбинация зона-примесь (или примесь – зона) – рекомбинация свободного носителя заряда с носителем про­тивоположного знака, захваченным примесным центром;

5 Межпримесная излучательная рекомбинация – рекомбинация носителей заряда противоположного знака, захваченных двумя раз­личными, пространственно разделенными центрами;

6 Излучательная рекомбинация, обусловленная внутрицентровыми переходами, т.е. электронными переходами между двумя энерге­тическими уровнями, принадлежащими одному и тому же центру;

7 Внутризонные излучательные переходы между подзонами одной и той же зоны, включающие "горячие" носители.

Соответствующие электронные переходы изображены на рисунке 3.1.

Рисунок 3.1 – Схематическое изображение электронных переходов, ответственных за различные механизмы излучательной рекомбинации в полупроводниках

1 – зона – зона;

2,3 – рекомбинация свободных и связан­ных экситонов;

4^’,4^’’,4^’’’ – рекомбинация свободного носителя со связанными на доноре (акцепторе);

5 – межпримесная излучательная рекомбинация;

6 – внутрицентровые переходы;

7^’,7^’’ – внутризонные переходы с участием "горячих" носителей.

3.2 Излучательная рекомбинация зона-зона

Излучательная рекомбинация зона-зона и собственное погло­щение в полупроводниках обусловлены одинаковыми, но противопо­ложно направленными электронными переходами. Как и в случае оптического поглощения (рисунки 2.1, 2.2) межзонные излучательные переходы могут быть прямыми (или вертикальными) и непрямыми (невертикальными) в зависимости от расположения экстремумов соответствующих зон в – пространстве (рисунок 3.2). В случае непрямых переходов, как и ранее, для выполнения законов сохра­нения часть квазиимпульса должна быть передана какой-либо третьей частице (фонону, дефекту решетки и т.п.). При этом ей передается и часть энергии.

Рисунок 3.2 – Прямые (а) и непрямые (б) межзонные излучательные переходы

Скорость излучательной рекомбинации в условиях термодинамического равновесия определяется выражением

(3.1)

с помощью которого можно, зная спектральную зависимость коэф­фициента поглощения , найти соответствующий спектр люминесценции.

Проинтегрировав по всем частотам, можно определить пол­ное число актов рекомбинации в единице объема в единицу времени, т.е. полную скорость рекомбинации:

(3.2)

где

В термодинамически неравновесном, но стационарном сос­тоянии, когда равновесие устанавливается в каждой из зон от­дельно, а также при отсутствии вырождения в каждой из зон, скорость излучательной рекомбинации

(3.3)

где ,

В собственном полупроводнике , и время жизни носителей по отношению к излучательной рекомбинации зона – зона будет максимальным и равно

(3.4)

г де характеризует вероятность излучательной рекомбинации.

В случае прямых переходов вероятность излучательной реком­бинации на 3 - 4 порядка выше, чем для непрямых. Величина представляет собой быстро меняющуюся функцию от ширины запрещен­ной зоны (таблица 3.1).

Таблица 3.1 – Параметры, характеризующие излучательную рекомбинацию в полупроводниках с прямыми и непрямыми оптическими перехо­дами (при 300 К)

Вещество	, эВ	, см^-3	В, см^-3·с^-1	, с	, мкс при p или n = 10^16 см^-3
Непрямые переходы	Ge	0,665	2,3·10^13	5·10-^14	0,4
Si	1,086	8·10^9	2·10^-15	3·10^4
GaP	2,26		5·10^-14	5·10^12
Прямые переходы	GaAs	1,428	1·10^6	7·10^-10	7·10^2	0,15
JnP	1,35	7·10^4	1·10^-9		0,1
GaSb	0,70	9·10^11	2·10^-10	3·10^-3	0,5
PbS	0,37	3·10^15	2·10^-11	1·10^-5
JnSb	0,18	2·10^16	4·10^-11	6·10^-7	2,5

Для легированного полупроводника, например р -типа элек­тропроводности, излучательное время жизни, определяемое пере­ходами зона-зона, равно:

(3.5)

Соответствующие величины, вычисленные для представлены в таблице 3.1. Если концентрация основных носи­телей поддерживается постоянной, то сравнительно слабо изменяется с изменением . При этом в полупроводниках с непрямой структурой зон при прочих равных условиях приб­лизительно на 4 порядка больше, чем в полупроводниках с прямой структурой зон.

Переходы зона – зона могут давать заметный вклад в люминес­ценцию лишь в материалах с прямой структурой зон. В полупро­водниках с непрямой структурой зон вследствие больших величин конкурирующие процессы безизлучательной рекомбинации при одинаковых условиях будут оказывать существенно большее влияние.

Спектр собственного излучения при прямой рекомбинации электронов и дырок определяется выражением:

(3.6)

Коэффициент А включает в себя матричный элемент перехода, эф­фективные массы носителей и т.п. и считается постоянным.

Из выражения (3.6) следует, что максимум спектра располо­жен при энергии несколько большей , а ширила спект­ра излучения пропорциональна .

Спектр собственного излучения при непрямых переходах пред­ставляется выражением:

(3.7)

где знак (+) соответствует поглощению фонона с энергией , а знак (~) – испусканию.

3.3 Излучательная рекомбинация свободных экситонов

Излучательная рекомбинация свободных экситонов является процессом, обратным экситонному поглощению и может рассматри­ваться аналогично тому, как это было сделано для переходов зо­на-зона, но с учетом кулоновского взаимодействия носителей за­ряда. Рекомбинация экситонов может быть прямой и непрямой (с участием фононов).

Спектр излучательной рекомбинации свободных экситонов более узкий по сравнению с переходами зона – зона и сдвинут к меньшим энергиям на величину энергии связи экситона от шири­ны запрещенной зоны.

3.4 Излучательная рекомбинация связанных экситонов

Излучательная рекомбинация связанных экситонов возникает в том случаи, когда пара электрон-дырка перед рекомбинацией связывается на примесном центре (или каком-либо другом дефекте), а последующий излучательной переход происходит как переход центра из возбужденного состояния в равновесие. Такой механизм излучательной рекомбинации может быть достаточно эффективным, особенно в полупроводниках с непрямой структурой энергетичес­ких зон, поскольку вероятность излучательной рекомбинации че­рез такой центр здесь существенно больше вероятности межзонных переходов.

Как уже отмечалось в (2.4), связанные экситоны эф­фективно образуются на так называемых изоэлектронных ловушках.

Излучательная рекомбинация экситонов на изоэлектронных ловушках N в фосфиде галлия определяет эффективную люминес­ценцию в зеленой области спектра при комнатной температуре.

Другим примером изоэлектронной ловушки может служить комплекс (Zn - О) в GaP. Атомы цинка и кислорода за­мещает атомы галлия и фосфора, располагаясь в ближайших узлах кристаллической решетки фосфида галлия и образуя в целом ней­тральный комплекс, действующий как изоэлектронная ловушка. Однако энергия связи экситона на таком комплексе значительно больше, чем на азоте в GaР, и составляет ~ 0,4 эВ. Поэтому вероятность термической диссоциации экситона, связанного на ком­плексах (Zn - О) или (Сd - О), значительно меньше и, соответственно, эффективность излучательной рекомбинации даже при комнатной тем­пературе очень высока и достигает десяти процентов.

3.5 Излучательная рекомбинация примесь-зона

Излучательная рекомбинация зона-примесь или примесь – зона обусловлена переходами носителей из одной энергетический зоны на примесные уровни вблизи противоположной зоны, как показано на рисунке 3.3 для случая рекомбинации свободного электрона с дыр­кой на акцепторе. Такие переходы наиболее эффективны в полупро­водниках с прямой структурой зон, содержащих примеси, и в арсениде галлия совместно с межзонными переходами обеспечивают внутренний квантовый выход люминесценции, близкий к 1 при комнатной температуре.

, – квазиуровни ферми;

, – плотности занятых состояний;

, – концентрации электронов и дырок

Рисунок 3.3 – Излучательная рекомбинация свободного электрона с дыркой, связанной на акцепторе

Спектры поглощения и люминесценции с участием примесных состояний, так же как и для переходов зона – зона, связаны между собой соотношением (3.1).

Расчеты формы спектра излучения при переходах зона прово­димости – водородоподобный акцептор приводят к следующей зависи­мости интенсивности излучения от энергии квантов:

(3.8)

где

Из этого выражения можно получить формулу для сдвига максимума полосы излучения с изменением температуры относитель­но Т = 0:

(3.9)

Из выражений (3.8) и (3.9) можно показать, что ожидаемая полу­ширина спектра ~ kT, a температурный коэффициент сдвига положителен.

Положение максимума спектра полосы с достаточной точ­ностью можно найти по формуле:

(3.10)

Глубокие примеси из-за сильной пространственной локализа­ции заряда обычно сильно взаимодействуют с колебаниями решетки и с локальными колебаниями центра, поэтому при рассмотрении оптических переходов с участием таких примесей необходимо учи­тывать электрон-фононное взаимодействие, определяющее форму спектров люминесценции.

По этой же причине при увеличении энер­гии связи увеличивается разница между оптической и термической энергиями ионизации примеси. Это различие объясняется с помощью принципа Франка-Кондона, рисунок 3.4.

, – конфигурационные координаты, отвечающие равновесному состоянию глубокого центра в основном и возбужденном, например ионизован­ном , состояниях;

, – термическая и оптичес­кая энергии активации, соответствен­но

Рисунок 3.4 – Конфигурационная диаграмма

Основное состояние системы соответствует наиболее низколежащему электронному состоянию, причем , полная энергия минимальна. Подобным образом можно построить возбужденное элек­тронное состояние, энергия которого также есть функция R. Из-за взаимодействия между электроном и окружением следует ожидать, что минимум энергии возбужденного состояния будет иметь место при другом значении , как показано на рисунке 3.4. При оптическом возбуждении (поглощении фотона ) систе­ма переходит из основного состояния (1) в состояние (2), т.к. за время оптического перехода не происходит смещения атомов. Точ­ка (2) не отвечает минимуму энергии в возбужденном состоянии, и поэтому вся система релаксирует в состояние (3), например, путем испускания N₁ фононов с энергией .

Переход из возбуж­денного состояния (3) в основное (4) снова будет вертикальным и испущенный фотон будет обладать энергией , а затем опять происходит релаксация в наинизшее состояние (I) путем испускания N₂ фононов. При этом Термическая энергия ионизации определяется минимальным энергетическим зазором между кривыми и на конфигурационной диаграмме.

Как видно из рисунка 3.4, оптическая энергия ионизации глубокого центра может быть значительно больше .

Наблюдаемые в люминесценции полосы излучения являются огибающими групп линий, каждая из которых возникает в резуль­тате оптического перехода между колебательным уровнем n воз­бужденного электронного состояния и колебательным уровнем основного состояния. Расчет показывает, что спектр люминес­ценции для переходов зона – глубокий уровень (или глубокий уро­вень – зона) имеет гауссову форму с шириной полосы, определяемой, в основном, константой электрон-фононного взаимодействия.

З.6 Межпримесная излучательная рекомбинация

Излучательные переходы могут осуществляться между основ­ными или возбужденными состояниями внутри пары примесных цент­ров, каждый из которых обладает радиусами орбит электронов или дырок существенно превышающими межатомные расстояния в кристаллах. Частным и довольно часто встречающимся случаем межпримесной излучательной рекомбинации является излучательная рекомбина­ция донорно-акцепторных пар, т.е. рекомбинация электрона, захва­ченного донором, с дыркой, захваченной пространственно разделен­ным и находящимся на расстоянии акцептором.

Энергия излучательного перехода определяется выражением:

(3.11)

где – константа диполь-дипольного поляризованного взаимодей­ствия между нейтральными примесными центрами в исходном возбуж­денном состоянии.

Из теории возмущений

(3.12)

где – боровский радиус того носителя из пары, который имеет большую энергию связи.

Энергия кулоновского взаимодействия в (3.11) воз­никает из-за того, что в диполе, образованном донором и акцептором, ионы расположены достаточно близко друг к другу, их нельзя счи­тать изолированными и поэтому энергия, с которой первая частица (например, дырка) связывается со своими ионом (в данном случае акцептором, находящимся в паре) меньше по сравнению с энергией связи к изолированному иону на энергию кулоновского отталкива­ния этой частицы (дырки) вторым ионом (донором) пары, одноименно заряженным с первой связываемой частицей. Энергия же связи части­цы, связываемой второй, тогда близка к энергии связи этой части­цы к изолированному иону.

Для примесей, разделенных расстоянием, большим, чем эффек­тивный боровский радиус, переходы сопровождаются процессом тунелирования. Перекрытие волновых функций электрона и дырки для далеких донорно-акцепторных пар мало и уменьшается с увели­чением расстояния :

(3.13)

где – константа для доноров и акцепторов определенного типа в данном полупроводнике, a – боровский радиус носителя с меньшей энергией связи.

Переход между удаленными парами менее вероятен, чем пере­ход между более близкими парами; следовательно, интенсивность излучения должна возрастать по мере уменьшения расстояния в паре . Однако число таких пар падает при уменьшении . Поэтому интенсивность излучения должна проходить через максимум при из­менении расстояния . Так как меняется дискретным образом, спектр излучения должен иметь тонкую структуру. При больших линии излучения перекрываются, образуя широкий спектр.

Следствием малого перекрытия волновых функций являются большие времена жизни носителей на большинстве пар, и, посколь­ку и время жизни энергия фотона зависят от , спад люминес­ценции во времени будет неэкспоненциальным. Спектр межпримес­ной излучательной рекомбинации для GaP приведен на рисунке 3.5.

Рисунок 3.5 – Спектр фотолюминесценции кристаллов GaP

при 16 К, соответствующий рекомбинации в парах Si – Te

3.7 Безизлучательная рекомбинация

В настоящее время механизмы, ответственные за безизлучательную рекомбинацию, изучены слабо. Трудность связана с тем, что процессы генерации фононов становятся все менее вероятными по мере того, как энергия, отдаваемая электроном, превышает мак­симально допустимую энергию фонона. Таким образом, одноступен­чатый межзонный переход или переход зона – глубокая примесь, включающий эмиссию одного фонона, энергетически запрещен, и по­этому требуется привлечение многофононного процесса.

Такой процесс обладает малой вероятностью, если только он не соверша­ется в виде каскада, в котором происходит несколько однофононных переходов между серией энергетических уровней, лежащих в пределах запрещенной зоны.

Наиболее определенно можно назвать четыре типа процессов безызлучательной рекомбинации:

1 Оже-рекомбинация;

2 поверхностная рекомбинация;

3 рекомбинация через макроскопические дефекты;

4 рекомбина­ция на точечных микроскопических дефектах.

При оже-эффекте энергия, высвобождаемая рекомбинирующим электроном, немедленно поглощается другим электроном который затем рассеивает эту энергию путем испускания фононов. При та­ком трехчастичном столкновении, в котором участвуют два электро­на и дырка, не происходит излучения фотона. Поверхность обуслов­ливает появление в запрещенной зоне квазинепрерывных энергети­ческих состояний, через которые возможны многоступенчатые (кас­кадные) безызлучательные переходы.

3.8 Люминесценция полупроводников

Кроме процессов излучательной рекомбинации зона-зона, как отмечалось, возможны многочисленные процессы излучательной и безызлучательной рекомбинации, которые существенно уменьшают времена жизни неравновесных носителей заряда. Если через и обозначить, соответственно, времена жизни межзонной излу­чательной рекомбинации и конкурирующей, то внутренний квантовый выход люминесценции:

(3.14)

где – экспериментально измеряемое суммарное время жизни из­быточных носителей заряда

Для получения максимальной эффективности люминесценции необхо­димо, чтобы значение было велико и время жизни нерав­новесных носителей заряда определялось излучательными перехо­дами, что возможно лишь в кристаллах высокого качества.

Излучательная рекомбинация за счет прямых излучательных переходов зона-зона осуществляется в прямозонных полупроводни­ках: GaAs, GaSb, InAs, InSb, твердых растворах GaAs_1-x P_x при х < 0.46 и Ga_1-x Al_x As при х < 0.37.

Межзонное излучение имеет спектральную полосу с максиму­мом, энергия которого для невырожденного полупровод­ника на величину порядка kТ больше ширины запрещенной зоны . В случае участия в излучательной рекомбинации мелких примесей примесное квазимежзонное излучение характеризуется энергией в максимуме спектра, меньшей ширины запрещенной зоны на величину порядка энергии ионизации примеси :

(3.15)

Освоенные в настоящее время прямозонные полупроводники охватывают спектральный диапазон от далекого инфракрасного из­лучения с (InSb) до желтого цвета свече­ния с (In_0,35Ga_0.65P).

Для подавления безызлучательных переходов необходимо со­вершенствование методов выращивания излучающих структур – жид­костной и газотранспортной эпитаксии. В ряде полупроводников, например, в Ga_1-x Al_xAs при х < 0,3, применение метода жидкостной эпитаксии позволило практически свести к нулю вероятностъ безызлучательной рекомбинации и приблизить внутренний квантовый выход излучения к 100%.

Оптимальные значения квантового выхода люминесценции в GaAs соответствуют концентрациям доноров и акцепторов поряд­ка 10¹⁸ см^-3. При этих концентрациях доноры полностью ионизиро­ваны при любых температурах, поскольку образуется хвост плот­ности состояний зоны проводимости. Акцепторные уровни образуют широкую примесную зону, которая также сливается с валентной зо­ной. Относительно острый максимум квантового выхода люминесцен­ции GaAs n -типа имеет место при концентрации примеси 2·10¹⁸ см^-3. В этом случае играют роль положение и наклон края поглощения, на которые оказывают влияние эффекты образования хвостов зон, величина времени жизни дырок, процессы поверхност­ной рекомбинации, перепоглощение люминесценции.

Люминесцентное излучение GaAs наблюдается в ближнем инфракрасном диапазоне в виде относительно узкой спектральной полосы с шириной на половине интенсивности ~75 мэВ и с макси­мумом, лежащим при 300К в диапазоне энергий ~1.40 - 1.45 эВ.

В GaAs, легированном Si, при сильной компенсации спектры люминесценции сдвинуты в область меньших энергий ~ 1.30 - 1.35эВ. Внутренний квантовый выход излучения в эпитаксиальных диодах из GaAs: Si достигает при 300К значений 40 ± 70%.

Нитрид галлия обладает широкой запрещенной зоной и прямой структурой энергетических зон. Сочетание этих свой­ств обеспечивает возможность создания люминесцентных источни­ков во всем диапазоне видимого спектра, включая ультрафиоле­товую область, при высокой квантовой эффективности люминесцен­ции. Наиболее интересной примесью в нитриде галлия, обеспечи­вающей эффективную люминесценцию в широкой области видимого спектра, является цинк.

Зеленый и желтый пики излучения в GaN:Zn связываются с рекомбинацией донорно-акцепторных пар. Люминесценция в голубой области спектра (~ 2.85 эВ) связывает­ся с переходами внутри сложных центров с участием цинка.

Спектр краевого излучения твердых растворов Al_xGa_1-xAs с прямой структурой энергетических зон по форме подобен спектру излучения арсенида галлия. Наряду с рекомбинацией свободных электронов и дырок можно выделить переходы по типу "мелкий до­нор – валентная зона" и "зона проводимости – акцептор". В материа­ле n-типа максимум краевой полосы с увеличением уровня легиро­вания сдвигается в область более высоких энергий, что обуслов­лено эффектом Мосса-Бурштейна. Для материала р -типа характерен противоположный эффект – сужение запрещенной зоны при увеличе­нии степени легирования вследствие образования примесной зоны вблизи сравнительно глубоко лежащего акцепторного уровня (~ 30 мэВ). На основе прямозонного соединения Ga_1-xAl_xAs создаются эффективные гетероструктуры для светоизлучающих диодов и лазеров.

На его основе изготавливают самые эффективные прибо­ры с красным свечением и ИК диоды.

Трехкомпонентные твердые растворы GaAs_1-xP_x и Ga_1-xAl_xAs сохраняют преимущественно прямые переходы до энергий, соответ­ствующих красному цвету свечения, а твердые растворы In_1-xGa_xP и In_1-x Al_xP до энергий, соответствующих желтому и зеленому цветам свечения.

Эффективная излучательная рекомбинация в полупроводниках с непрямой структурой зон (GaP, SiP, GaAs_1-xP_x при х > 0.46 и др. ) может осуществляться только при наличии определенных при­месных центров. Так, для GaP такими центрами являются изоэлектронные ловушки: атомы азота и комплексы Zn - О. Излучательная рекомбинация экситонов, связанных на атомах N, определяет люминесценцию в зеленой области спектра, а на ком­плексах Zn - О – в красной области спектра.

Введение в GaP одновременно центров Zn - О и N позволяет получить путем сме­шения красной и зеленой полос люминесценцию в желтой и оранже­вой областях спектра.

Твердые растворы GaAs_1-xP_x (x > 0.46), легированные азотом и выращиваемые на подложке GaР, позволяют получить высокую эффективность люминесценции в оранжевой (при x = 0.65) и желтой (при x = 0.85) областях спектра. Механизм люминесцен­ции в GaAs_1-xP_x:N (при x > 0.46) аналогичен таковому в GaP:N.

Перспективными для создания излучателей для волоконно-оптических систем передачи информации являются четырехкомпонентные твердые растворы Ga_xIn_1-xAs_yP_1-y. В четырехкомпонентных твердых растворах изменением x и y можно в определенных пределах независимо изменять параметры решетки и

ширину запрещенной зоны. При определенных соотношениях между x и у можно подобрать такой ряд твердых растворов, в котором шири­на запрещенной зоны будет изменяться при неизменном периоде идентичности решетки (изорешеточный ряд). Гетеропереходы, изго­товленные на основе изорешеточных твердых растворов, по своим характеристикам наиболее близки к идеальным.

Дата добавления: 2014-01-07