ОЭПП отображения информации и инфракрасные излучающие диоды

 

ОЭПП отображения информации – это излучатели энергии видимой области спектра, предназначенные для отображения визуальной информации.

Инфракрасный излучающий диод (ИК - диод) – это полупроводниковый излучатель – диод, рабочим оптическим диапазоном которого является ИК – область (см.рис.1).

Принцип действия обоих типов этих приборов одинаков, разница только в рабочем оптическом диапазоне. К приборам отображения информации относится светоизлучающие диоды (СИД), знаковые индикаторы, полупроводниковые шкалы и экраны. Поскольку отличаются они только конструкцией, но не принципом действия, то здесь мы остановимся только на принципе действия СИД.

Основой СИД является p – n переход (переход металл – полупроводник, гетеропереход). При наличии контакта между однородными полупроводниками с разными типами проводимости уровень Ферми в равновесном состоянии должен быть общим. Следствием этого является искривление зон и образование потенциального барьера(рис. 7,а)

Основная масса дырок из p – слоя, где их много, диффундирует в область перехода (слева направо), но не может преодолеть потенциальный барьер и возвращается в p – слой. Дырки n – слоя легко «всплывают» по потолку валентной зоны в p – слой и образуют дрейфовый поток справа налево, он уравновешивается встречным потоком дырок p – слоя, имеющих достаточную энергию, чтобы преодолеть потенциальный барьер. Аналогично ведут себя и электроны: из p – слоя они свободно «скатываются» в n – слой – это дрейфовый ток. Он уравновешивается встречным потоком электронов n – слоя имеющих достаточную энергию.

Если подать прямое напряжение (рис. 7б), то потенциальный барьер понижается, возникают диффузионные токи электронов и дырок, т.е. происходит инжекция неосновных носителей: дырок в n – область и электронов в p – область.

Обычно излучающей является только одна область (p – область на рис.7б). Поэтому необходима максимальная инжекция носителей имено в эту область: Для этого в n – область вводится больше донорной примеси, чем акцепторной в p – область. Этим и достигается практически односторонняя инжекция носителей из n – эмиттера в p – базу, и излучает базовая область.

Поскольку для СИД используются материалы с широкой запрешенной зоной, то в них значителен рекомбинационный ток I_рек, вызванный процессами рекомбинации в области пространственного заряда p – n перехода. Чем больше , тем больше потенциальный барьер и тем значительнее рекомбинация электронов в p – n переходе. Она происходит обычно на центрах рекомбинации, имеющих уровни вблизи середины запрещенной зоны (глубокие центры рекомбинации), и заканчивается выделением тепловой энергии. Поэтому для оптического излучения эти электроны «потеряны», а созданный ими ток I_рек снижает эффективность инжекции излучающих электронов.

Полезной составляющей тока, создающей излучательную рекомбинацию в p – базе, является ток I_n, инжектируемый эмиттером. Эффективность инжекции оценивается отношением инжекционного тока I_n к полному току:

(2.7)

где: I_p – часть тока, обусловленная инжекцией дырок в n – эмиттер (I_p тем меньше, чем больше степень легирования n – эмиттера по сравнению с p - базой); I_рек – ток безызлучательной рекомбинации в p – n переходе; I_тун – туннельный ток, вызванный «просачиванием» электронов через потенциальный барьер (I_тун тем больше, чем уже p – n переход, чем сильнее легирована база и чем больше прямое напряжение); I_пов – ток утечки по поверхности p – n перехода.

Количественно эффективность рекомбинации при люминесценции характеризуют внутренним квантовым выходом h_э, т.е. отношением числа актов излучательной рекомбинации к полному числу актов излучательной и безызлучательной рекомбинации, либо отношением числа генерированных фотонов к числу инжектированных в p – базу за то же время электронов. В первую очередь h_э зависит от плотности прямого тока I. При малых плотностях тока сильно влияет рекомбинация в области пространственного заряда, из – за которой h_э сначала быстро растет с увеличением I, пока диффузионная составляющая тока не станет преобладающей в токе диода. Дальнейшее увеличение I приводит к насыщению центров люминесценции и уменьшению h_э. Влияние температуры сводится к изменению коэффициента инжекции и внутреннего квантового выхода. Коэффициент инжекции несколько увеличивается с ростом температуры, а эффективность излучения обычно снижается, и внутренний квантовый выход уменьшается.

Таким образом, в структуре СИД есть только один p – n переход или один полупроводниковый излучающий элемент, форма которого может быть весьма разнообразной.

Полупроводниковый излучающий элемент – часть полупроводникового прибора отображения информации, состоящая из излучающей поверхности и контактов для подключения к электрической схеме.

Полупроводниковый знаковый индикатор – это полупроводниковый прибор отображения информации, состоящий из излучающих элементов, и используемый для представления информации в виде знаков, организованный в один или несколько разрядов.

Структура одноразрядного знакового индикатора показана на рис. 8. Он состоит из семи излучающих элементов (сегментов) и децимальной точки, т.е. содержит 8 p – n переходов в одном монокристалле полупроводника. Каждый из сегментов излучает свет при прохождении тока через него в прямом направлении. С помощью внешних коммутирующих устройств можно включить любую из комбинаций сегментов, воспроизводящих цифры от 0 до 9.

 

2.4.3 Когерентные излучатели – лазеры

Полупроводниковый лазер – излучающий прибор, предназначенный для непосредственного преобразования электрической энергии или энергии некогерентного излучения в энергию когерентного излучения.

Лазер или оптический квантовый генератор (ОКГ) является источником когерентного во времени и в пространстве излучения. В полупроводниковых лазерах излучение порождается все той же рекомбинацией электронов и дырок, но, в отличие от СИД, в лазерах она не самопроизвольная, а вынужденная. Процесс возникновения вынужденного излучения упрощенно можно представить следующим образом. Воздействие поля внешнего фотона на атом, находящийся в возбужденном состоянии, вызывает переход этого атома в основное состояние с испусканием еще одного фотона с энергией, направлением излучения и поляризацией, одинаковыми с теми же параметрами вынуждающего фотона. Если предварительно создать систему возбужденных активных атомов (лазерную активную среду) и воздействовать на нее вынуждающим фотоном, который вызывает стимулированное излучение сразу нескольких атомов и появление нескольких новых фотонов с той же энергией и поляризацией, способных вызывать появление новых фотонов, то возможно усиление первичного излучения, если создание новых фотонов за счет вынужденного излучения превосходит потери излучения на поглощение и рассеяние. Такое усиление оптического излучения называется лазерным усилением.

Процесс возникновения лазерного усиления проходит несколько этапов. Первоначально энергией внешнего воздействия (энергией накачки) Е_н часть электронов с нижних равновесных уровней e₁ переходит на более высокие уровни (рис. 9), а затем, потеряв часть энергии, оказывается на уровне возбуждения e₂. Переход этих электронов на уровень e₁ сопровождается излучением фотона с длинной волны, определяемой (2.6), в которой .

Эти переходы могут быть спонтанными, при этом момент и направление испускания фотона и ориентация его вектора поляризации случайны, а результирующий поток излучения описывается среднестатистическими параметрами (переходы 1…3 на рис.9). Это излучение некогерентно.

Если же на среду воздействуют вынуждающие фотоны, то, кроме спонтанных переходов, есть вероятность вынужденных переходов с уровня e₂ на уровень e₁ (переходы 4 и 5). При этих переходах все активные атомы излучают практически одновременно и испускаемые фотоны неотличимы от вынуждающих. Эти фотоны представляют стимулированное или вынужденное когерентное излучение.

Определим условия усиления вынужденного излучения. Уровни энергии (e₁ и e₂), используемые при усилении или генерации лазерного излучения, называются лазерными уровнями, а переходы между ними – лазерными переходами, если они обусловлены вынуждающими фотонами (переходы 4, 5). Они характеризуются длинной волны l, определяемой формулой (2.6). Кроме спонтанных переходов (1…3) и вынужденных (4, 5) существуют также переходы из e₁ в более высокие энергетические состояния, сопровождающиеся поглощением фотона (переход 6 на рис. 9).

Лазерное усиление возможно, если число лазерных переходов больше чем число спонтанных переходов и переходов в возбужденные состояния с поглощением вынуждающего излучения.

При малой вероятности спонтанного излучения условие лазерного усиления получается в виде:

 

B₂₁·Q_вын (N₂^__ N1) >0 или (2.8)

 

где: N₁, N₂ – концентрации атомов с энергиями e₁ и e₂; В₂₁ – вероятность лазерного перехода; Q_вын – энергия вынуждающего излучения.

В равновесном состоянии всегда N₂ < N₁, поэтому лазерное усиление возможно только при предварительных внешних воздействиях (накачке), таких, как инжекция носителей заряда, оптическое или электронное возбуждение и т.д.. В результате накачки создается инверсная населенность энергетических уровней, когда N₂ > N₁ (DN > 0) и лазерное усиление возможно.

Эффективность лазерного усиления зависит от вероятности лазерного перехода В₂₁ и тем выше, чем больше эта вероятность. Большая вероятность таких переходов в полупроводниках и высокая плотность энергетических состояний в зонах позволяют получить в полупроводниковых лазерах хорошее лазерное усиление.