цессы, в частности с участием ловушечных уровней вблизи центра запрещенной зоны, преобладают в непрямозонных полупроводниках, а внутренняя квантовая эффективность оказывается низкой.

Другие полупроводниковые материалы могут иметь прямую запрещенную зону, как показано на рис. 8.6, б. В этом случае электроны низших энергетических уровней зоны проводимости имеют почти та-•кой же импульс, что и электроны высших энергетических уровней валентной зоны. Следовательно, имеется высокая вероятность прямых зона - зонных переходов и высокая внутренняя квантовая эффективность.

Характер вида запрещенной зоны бинарных смесей А" - В указан в табл. 7.2. При изменении состава некоторых тройных и четверных смесей вид запрещенной зоны может меняться и быть прямым и непрямым. Это было отмечено на рис. 7.3 и 7.4. Имеется общая тенденция к сужению запрещенной зоны в прямозонных структурах и к ее расширению в непрямозонных. Это удобно при разработке источников излучения ближнего инфракрасного диапазона для волоконных оптических линий связи, но вызывает серьезные трудности при разработке эффективных светоизлучающих диодов. Для них часто применяют сильно легированный азотом и окисью цинка такой непрямозониый материал.

Энергия элент,

Рис. 8.6. Диаграммы для прямозонных и непрямозонных полупроводников:

а - иепрямозоииый материал .- рекомбинация может происходить только при условии компенсации различных импульсов. Это требует или ловушечиого уровня или, как показано, участия оптического или акустического фоиоиа с энергией е, которая складывается или вычитается из ширины запрещенной зоны; б-прямозоиный материал - ничто ие препятствует прямому зона-зонному переходу с самых низких уровней зоны проводимости. Заселены только самые низкие уровни, поскольку концентрация электронов экспоненциально падает с ростом энергии

Зона проводимости

Валентная зона

Зона проводимости

Волемтнал зона

Импульс

как фосфид галлия. Примесные ловушечные уровни вблизи края зоны способствуют излучательным переходам типа рис. 8.1, е. При этом энергия излученного фотона оказывается менее е. Даже при этом эффективность оптического преобразования слишком низка, чтобы сделать хороший источник для оптической связи. Поэтому ограничимся рассмотрением материалов, имеющих прямую запре1денную зону.

Арсенид галлия - прямозонный материал, который на протяжении ряда лет используют в разнообразных «юлупроводниковых приборах. Он наиболее хорошо отработан технологически и проверен в работе из всех полупроводников А" - В. Естественно, что именно этот материал был первым применен при разработке источника для оптической связи. Из формулы (8.2.2) следует, что максимум излучения соответствует длине волны

XlMKMl«-!-«-i=-0,87. (8.3.1)

е,,/1эВ] 1.42

Максимум излучения часто сдвигается в длинноволновую область - примерно до 0,92 мкм (см. рис. 8.5, а) вследствие влияния легирования на форму края зоны и рекомбинационные процессы. Тройная система Gai-AlAs имеет прямую зону для 0<х<0,37, при этом Eg изменяется от 1,42 до 1,92 эВ. Соответственно длина волны меняется от 0,87 до 0,65 мкм. Одной из особенностей этого материала является очень малое различие между параметрами решетки GaAs и AlAs (0,5653 и 0,5661 нм соответственно), что дает возможность выращивать слой GaAlAs на подложке из GaAs. Поэтому в первых оптоволоконных системах связи использовались в основном источники иа GaAiAs.

Для получения излучения с большей длиной волны (1,3 и 1,55 мкм) требуются полупроводники с меньшей шириной запрещенной зоны (0,95 и 0,8 эВ соответственно). Подходящие составы А" В можно подобрать, воспользовавшись рис. 7.3. Наибольший интерес представляют два четверных соединения, показанные на рис. 7.4. В гл. 11 будут рассмотрены особенности приборов, изготовленных из этих материалов. Из рис. 7.4, а видно, что в соединении InGaAsP можно реализовать ширину запрещенной зоны от 1,42 эВ (GaAs) до 2,0 эВ (1по.5 Gao 5 Р). Приборы иа основе этих материалов позволяют перекрыть диапазон длин волн 0,87 ... 0,62 мкм. Потенциально более важны материалы иа основе InP. Ширина запрещенной зоны в них меняется от 1,35 эВ (InP) до 0,74 эВ (1по.5з Ga„.4, As), что позволяет перекрыть диапазон длин волн 0,92 ... 1,67 мкм. Некоторые спектры излучения таких соединений представлены на рис. 8.5, б. Бинарный материал GaSb может рассматриваться как подложка для системы GaAlAsSb, показанной на рис. 7.4,6, а также для InGaAsSb. Ширина зоны изменяется от 0,73 до 1,0 эВ (прямой - непрямой переход), т. е. имеется возможность перекрыть диапазон 1,24 ... 1,7 мкм. Прн необходимости можно подобрать другие системы, позволяющие работать на длинах волн более 1,7 мкм.

ЛЛ. ВНУТРЕННЯЯ КВАНТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ

Рассмотрим время жизни неосновных носителей в прямозонных и непрямозонных полупроводниках и его влияние на генерацию оптического излучения и другие важные параметры. Приводимое обсуждение относится к поведению избыточных электронов, инжектированных в •р-область, но точно такие же соображения справедливы и для дырок, инжектированных в материал п-типа.

В области р-типа скорость рекомбинации избыточных электронов в единице объема

- (dnfdt) = ((« - «„o)/Tp). (7.4.3)

Для отдельного рассмотрения и.злучательных и безызлучательных переходов положим

~{dn/dt)--= -{dn/di)„~{dn/dth, (8.4.1)

-.-(dn/dO„-(«-n„o)/T„ (8.4.2)

- скорость потери носителей вследствие излучательной рекомбинации, а

.~(а«/А)б = (п-п,ю)/Тб (8.4.3)

соответствует скорости потери носителей вследствие безызлучательных переходов. Параметры т„ и т,; можно рассматривать как времена жизни неосновных носителей, обусловленные соответственно излуча-тельными или безызлучательными переходами. Отметим, что

1/Тр-(1/Т„)+(1/Тй).

Внутренняя квантовая эффективность материала определяется выражением

т, - ("/)и ....... LZIij (8 4 4)

"" (dn/dt) (1/т„) i- (1,/тб) (Ц-т„/тб) •

Для повышения эффективности источника необходимо добиваться снижения отношения т„/тд.

В общем смысле квантовая эффективность может быть определена как отношение скорости генерации фотонов в полупроводнике Л/ф к скорости Nc, с которой носители инжектируются в переход. Из следующего параграфа будет видно, что такое определение позволяет учесть кроме рекомбинации и другие эффекты. Оба определения совпадают, когда толщина полупроводника по обе стороны от перехода велика по сравнению с Lp и L„. Это объясняется тем, что все инжектированные носители будут рекомбинировать в полупроводнике, а их часть, определяемая коэффициентом tjbt, будет рекомбинировать из-лучательно, т. е. Лф = Лвнут с- Ток инжекции / - eN, поэтому об-