光源LED射和非輻射復端2014.12.22,Light-EmittingDiodes的主要內(nèi)SchubertEF.Light-emittingdiodes,2nded.[M].NewYork:CambridgeUniversityPress,2006.:LED輻射和非輻射輻射復合結(jié)點和載流子高內(nèi)量子效率電流

高出光效率反射封可見光譜諧振腔的自發(fā)諧振腔2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 本次課主要內(nèi)LED第二章電子-空穴復低激發(fā)濃度的輻射高激發(fā)濃度的輻射量子阱結(jié)構(gòu)的雙分子發(fā)光衰非輻射體復非輻射表面復輻射和非輻射復合的2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 第二章半導體中,電子-空穴的復合-包括輻射復合和非輻射復-在發(fā)光器件中,需要有盡可能多的輻射復實際條件下,-輻射復合與非輻射復合競-輻射復合最大化,非輻射復合最小2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 電子-對 摻雜半導體,由質(zhì)量作用定in0p0 in0平衡時電子濃度p0平衡時空穴濃度;ni本征載流子濃光的吸收或電流注入產(chǎn)生多余載流子nn0 pp0 雙分子速率方程RdndpBnp B為雙分子復合系數(shù)III-V族半導體B=10–11~10–92014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 電子-R的數(shù)目正比于電子和空穴濃度的乘積:R∝np2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 n(t) RB[n0n(t)][p0 度,?n<<(n0+p0),式(2.5)展開,有RBn2 p)n(t) R0定義為平衡復合速率Rexcess為過剩復合速率G0和R0分dn(t)GR

Gexcess

Rexcess2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 t=0,停止照射,Gexcess=0,把式(2.6)代入(2.7)并利用G0=R0,得復合速dnt

p0

分離變量得到?n0=?n(t=0)時,差分方程的解或

ntn0eBn0p0n(t)n0et B(n0p0

p型 n型

BNA p型dpt p

n型dnt

2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 2.2圖2.2p型半導體受光脈p型電子和空穴成對產(chǎn),Δp=低激發(fā)濃度,平衡時少子濃度極小n0<<2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 對于低激發(fā)-因此一個多子復合-對很多實際情況多可以認為無2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 高激發(fā)濃度下,光生載流子濃度大于平衡時載流子濃度,即?n>>(n0+p0)雙分子速率公式

dt

初始值?n(0)=?n0分離變量解

0Bt0

定義“時間常數(shù)

t dnt/dt應用到式(2.17),

(t)t

2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 量子阱將自由載流子限制在一個量子阱區(qū)域內(nèi),設厚度LQW,導帶和價近似為n2D/LQW和p2D/LQW,復合速率為 p2DR LQW縮短了,因而輻射效率提高了用載流子分布寬度代替,小于LQW,因為波函數(shù)會延伸到層內(nèi)2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 發(fā)光發(fā)光強度跟復合速率成正比,式(2.9)和式(2.17)的復合速率低激發(fā)濃

Rdntn0et

高激發(fā)濃

Rdnt

0 0個例子為Kohlrauschexp{–[t/τ(t)]β},無序系數(shù)β代表無序程度素,載流子 注入而縮短,復合速率增加2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 2.5發(fā)光2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 半導體的2聲對非輻射過程有促進作用,這些深能級或阱能級被稱為發(fā)光缺陷2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 非輻射體光子,發(fā) 聲子,發(fā)圖2.5(a)電子-空穴對輻射復合,伴隨能量為hν≈Eg的光子發(fā)射(b)電子-空穴對非輻射復合,釋放的能量轉(zhuǎn)換為聲2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 圖2.6說明非輻射復合過程的能帶通過深能級的非輻射復合輻射復2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二

p0nn0pNNnnnN1pp

?n=?p,NT為阱能級濃度,υn和υp為電子和空穴的的速度,σn和σp為阱的俘獲截面,n1和p1是能級位于阱能級時的電nnexp

EFi

pnexp

ET

1 p0n0

N1nnnN1pp 2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 假定半導體為p型。這樣空穴為多子,即p0>>n0和p0>>p1,離平衡只有很小的偏離,即?n<<p0.少數(shù)載流子的 11N

n0 1 0 0

NTp

結(jié)果表明Shockley-Read復合速率受少數(shù)載流子俘獲速率的限式1 p0n0

N1nnnN1pp 1

p0n0

0 p0

n1nn

p102014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 0對于平衡附近的小擾動,即?n<<p0,簡化

p0p1 n0n1n p0

n0p0 p0 n0p0假定勢阱以同樣的速率捕獲電子和空穴,即υnσn=υpσp和τn0=τp0,從(2.29)得

p1n1 n0

p0n0對于本征半導體的特殊情況,即n0=p0=ni,由式(2.24),式(2.30)簡化in

p1n1

1coshETEFi

0 0

cosh函數(shù)當自變量為零時有最小值,非輻射 最小,躍遷幾率最大,2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 非輻射體但是基于深能級的輻射復合按照Shockley-Read模型造成的(Schubert,1995)2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 缺陷常常會集合成缺陷簇或深能級的產(chǎn)生原因-自然缺陷(III,V族空位和裂隙-有害的外來雜-位-雜質(zhì)-缺陷混合也有一部分深能級躍遷是有輻射2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 圖2.8GaN的室溫光致發(fā)光光譜365nm處的帶間躍遷以及550nm處的第二個躍遷(光學活性深能級躍遷)(Grieshaber等,1996)2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 (近似Eg)被用來將一個自由電子激發(fā)到導帶,或?qū)⒁粋€空穴激發(fā)到價2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 俄歇過程的復合速率:p

RAugerCpnp2

n型RAugerCnn2 和通常不一樣。高能激發(fā)的極限情況下,合并為 俄歇復合才會降低發(fā)光效率,實際應用時可忽略2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 能帶圖,包括半導體禁帶中加入電子態(tài)表面原子懸空鍵可能落在禁帶內(nèi)成為復合中心這些能級表面能級的能量分布難以預測,通常用表象學模型描述2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 計算p型半導假定生成速率G恒定,在半導體任意點必須滿足一維連續(xù)性方nx,tGR1 e 其中Jn是電子流到表面的電流密

R

平衡時G=R,利用式(2.15)體復合速率,半導體內(nèi)多余載流子濃度?n∞=Gτn給出。假設電流為擴散

nx,tG

n

2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 圖p型半導能帶2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 n(x,t),n(x,t)S是表面復合速

n(x) n(x)

nSexp(x/Ln)

L 如果S→0,表面的少數(shù)載流子濃度跟相同,即平衡值,即n(0)→n02014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 非輻射面 -如用硫和其他化學物質(zhì)進行處半導體材表面復合速2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 圖2.10GaInAs/GaAs結(jié)構(gòu)(a顯微圖和(b正視示意圖有一個條形頂部接2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 2.8非輻射復合可減少,但無法完全面復合。但即使分離距離很大,仍然有載流子擴散到表面復合-非輻射體復合和俄歇復合也無法完全避缺陷濃 NexpEa

kT 其中N為晶格原子的濃度,Ea為晶格中產(chǎn)生點缺半導體的原-晶體的自然缺陷無法避-化學純度不2014-12-22, 端:Light-EmittingDiodes,第二 III-V-1960年代,-2000年代,>90%,高質(zhì)量的體半導體和量子阱結(jié)-緣于晶體質(zhì)量的提高和缺陷和雜質(zhì)濃度的降總復合幾 11