Теория поглощения и испускания света в полупроводниках - Грибковский В.П.
Скачать (прямая ссылка):
317
Объемный заряд создает внутреннее электрическое поле Sвн (рис. 98, в), направленное из «-области в р-область. В этом поле электрон приобретает дополнительную потенциальную энергию U(x), которую можно представить в виде
U (*) = ио — е J ^вн (*) dx.
(20.1)
X
в
ев
в
А
в
ев
Л
В интервале значений х от 0 до Х\ U(x) практически постоянно и равно своему максимальному значению U0. При x>xj2 U{x) равно нулю. Это означает, что с переходом из р- в «-область электростатический потенциал электрона возрастает (рис. 98, г), в нейтральных областях диода он постоянен.
Изменение потенциальной энергии электрона вблизи р-п-перехода приводит к искривлению энергетических зон полупроводника (рис. 98, д). Между р- и «-областями диода при отсутствии внешнего воздействия устанавливается термодинамическое равновесие и распределение электронов и дырок характеризуется одним уровнем Ферми F0, хотя в p-области F0 расположено в пределах валентной зоны, а в «-области уровень Ферми заходит в зону проводимости.
Если к диоду приложить электрическое напряжение в прямом направлении (плюс на р-области), то искривление зон
Рис. 98. Электронные характеристики лазерного р—n-перехода: а — ней-
тральные области диода (I и II), между ними область объемного заряда; б, в, г — пространственное распределение объемного заряда, внутреннего электрического поля и электростатического потенциала соответственно; д — искривление энергетических зон под действием внутреннего электрического поля; е—образование слоя с инверсной населенностью (заштриховано) при ннжекцни тока через р—га-переход
318
I
уменьшится, поскольку внешнее электрическое поле направлено против &вн и уменьшает потенциальный барьер, созданный внутренним полем (рис. 98, е). Электроны и дырки будут двигаться навстречу друг другу. Их квазиравновесное распределение по энергии будет характеризоваться двумя уровнями •Ферми Fe и Fh (§ 7). При этом в некотором слое полупроводника может оказаться, что Fe—Fh>Eg, т. е. будет выполнено условие инверсной населенности (§ 19).
При одинаковой концентрации электронов и дырок уровень Ферми в «-области заходит глубже в зону проводимости, чем в валентную зону в p-области, так как плотность состояний в зоне проводимости обычно меньше, чем в валентной зоне. В результате этого активный слой, как видно из рис. 98, е, смещен в p-область диода Ч
Важнейшее отличие гетеропереходов от простых р—«-переходов связано со скачкобразным изменением ширины запрещенной зоны на границе раздела двух полупроводников. Величина скачка запрещенной зоны &Eg равна алгебраической сумме разрывов дна зоны проводимости АЕсо и потолка валентной зоны AEv0\
A Eg = А Ес0 + А ?в0. (20.2)
Для гетероперехода GaAs — GaP установлено: АЕс0 = 0,67, Л?в0= =0,15, A?g=0,82 эв. В гетеропереходах Al^Ga^As—GaAs разрыв валентной зоны отсутствует, поэтому AEg = АЕС < 0,76 эв [593].
Для создания лазерных гетеропереходов наиболее подходящей оказалась пара полупроводников AlAs—GaAs, так как постоянные кристаллической решетки этих материалов (й\ = = 5,65А для GaAs и a2=5,66A для AlAs) почти равны [597, 598]. В инжекционных лазерах используется несколько типов гетероструктур на основе AlxGai_s:As—GaAs. Простейшей из них является гетероструктура с одним р—«-гетеропереходом (рис. 99, а), в которой p-область характеризуется большей шириной запрещенной зоны, чем «-область, поскольку для нее берется х\>х2, a Eg растет с увеличением значения х в форме AlxGai_xAs. Односторонняя гетероструктура состоит из р—р-гетероперехода , (xi>a^) и р—«-перехода в узкозонном материале (рис. 99,6). В двусторонней гетероструктуре два гетероперехода, причем x^xz>x2 (рис. 99, г). В модифицированной двойной гетероструктуре (LOC-структуре) между р—р-гетеропереходом и п—«-гетеропереходом создается р—«-переход в узкозонном материале (рис. 99, г) [593, 599].
*> Слой диода от до х% в котором заключен объемный заряд и изменяются многие характеристики полупроводника, называется переходным слоем (переход от /)-типа к гс-типу). Этот переходный слой часто имеют в виду, когда употребляют термин «р—га-переход».
319
Цо сравнению с простыми р—n-переходами гетероструктуры, особенно двойные, обладают двумя важными преимуществами, которые обеспечивают более низкий порог генерации при комнатной температуре. Во-первых, ширина запрещенной зоны в активной области двойной гетероструктуры меньше, чем Eg в пассивных областях. Поэтому инжектированные в активную область носители находятся в потенциальной яме. Потенциальные барьеры гетеропереходов препятствуют растеканию области рекомбинации за пределы активного слоя. В то же время в гомолазерах область рекомбинации, т. е. объем кристалла, где рфЬ и пфО, может быть значительно больше активного слоя (рис. 98, е). Во-вторых, гетероструктуры обладают значительно лучшими волноводными свойствами, чем активный слой р—«-перехода.
Вследствие ограничения активной области потенциальными барьерами в гетеролазерах стало возможным явление су-перинжекции, заключающееся в создании в активной области концентрации носителей более высокой, чем равновесная концентрация этих же носителей в эмиттере. На рис. 100 показано, как уровень Ферми F0, находившийся при термодинамическом равновесии ниже дна зоны проводимости в «-области, в результате суперинжекции заходит в зону проводимости в активной области [590]. Поэтому в гетеролазерах отпадает необходимость применять сильное легирование, которое сопровождается появлением в активной области большой концентрации дефектов.
