eng
Выпуск #9/2014
У.Бекирев, Б.Потапов
НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ ИЗЛУЧАТЕЛЕЙ НА ОСНОВЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР С ВНУТРЕННИМ УСИЛЕНИЕМ ИНЖЕКЦИИ
НЕКОТОРЫЕ ОСОБЕННОСТИ ИЗЛУЧАТЕЛЕЙ НА ОСНОВЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР С ВНУТРЕННИМ УСИЛЕНИЕМ ИНЖЕКЦИИ
Просмотры: 3059
Рассмотрен новый тип многопроходных излучающих гетероструктур – гетероструктуры с внутренним усилением инжекции, где активная область состоит из двух или более слоев с разными толщиной, легированием и шириной запрещенной зоны. Исследованы возможности и найдены критерии усиления инжекции в таких гетероструктурах. Эти критерии справедливы и для гетероструктур с поглощающей подложкой. Исследованы светодиоды и лазеры на основе таких гетероструктур. В светодиодах наблюдалось значительное возрастание внешнего квантового выхода излучения, начиная с некоторой плотности тока через p-n-переход. При исследовании лазеров обнаружены релаксационные импульсы тока и света в области пороговых токов. В светодиодах и лазерах возможен также эффект самоохлаждения узкозонного слоя активной области. Возможно получение эффекта тонкопленочности в нетонкопленочных структурах. Гетероструктуры с внутренним усилением инжекции могут быть перспективными для совершенствования полупроводниковых излучателей.
Теги: active area electron-hole pair external quantum efficiency injection minority carriers multipass p-n heterostructure radiative recombination substrate thermal injection активная область внешний квантовый выход излучательная рекомбинация инжекция многопроходная p-n-гетероструктура неосновные носители область излучательной рекомбинации подложка термический выброс электронно-дырочная пара
ГЕТЕРОСТРУКТУРЫ
С ВНУТРЕННИМ УСИЛЕНИЕМ ИНЖЕКЦИИ
Работа посвящена рассмотрению некоторых особенностей приборов на основе нового типа многопроходных p-n-гетероструктур с активной излучающей областью, состоящей из нескольких слоев различной толщины, с различными уровнем легирования и шириной запрещенной зоны. В наиболее простых случаях в активную излучающую область двухсторонней гетероструктуры вводится дополнительный слой. Этот слой может примыкать к одной из сторон области излучательной рекомбинации или находиться в этой области и, например, иметь меньшую ширину запрещенной зоны, чем слой области излучательной рекомбинации. В зависимости от параметров дополнительного слоя можно получать различные режимы накопления носителей заряда и, соответственно, гетероструктуры с различными функциональными возможностями. Введение в гетероструктуру не одного, а нескольких дополнительных слоев еще больше изменяет ее параметры и расширяет ее функции.
В рассматриваемых гетероструктурах накопление носителей заряда в активной области происходит более интенсивно, чем в обычных многопроходных гетероструктурах [1–3]. Одна из особенностей этих структур состоит в том, что они остаются многопроходными даже при наличии поглощающей подложки. Подобные гетероструктуры теперь принято называть гетероструктурами с внутренним усилением инжекции. Ранее нами были изготовлены, запатентованы [4–8] и частично исследованы [9–11] аналоги подобных гетероструктур, которые мы назвали гетероструктурами с дополнительным узкозонным слоем в активной области. При их изготовлении и патентовании мы руководствовались интуитивными соображениями и упрощенными расчетами. Позднее были проведены более детальный расчет некоторых вариантов гетероструктур с внутренним усилением инжекции и их предварительные исследования [12, 13]. Однако появилась необходимость уточнить полученные выводы расчетов, которые для лучшего описания процесса накопления носителей заряда в активной области проведем для относительно простых гетероструктур.
При расчете процесса накопления носителей заряда и определении условий такого накопления в области излучательной рекомбинации, которая состоит из двух частей (рис.1), будем считать, что внутренний квантовый выход левой части этой области толщиной d1 равен β1 ≤ 1, а правой части толщиной d2 равен β2 ≤ 1. Полагаем также, что значения ширины запрещенной зоны этих частей разные и с дополнительным узкозонным слоем толщиной d0 они имеют разную высоту гетеропереходов, соответственно Δ1 и Δ2. Здесь возможна ситуация, когда Δ1 < Δ2 или Δ1 > Δ2. Значения времени жизни неосновных носителей заряда и их диффузионной длины равны соответственно τ0, τ1, τ2 и L0, L1, L2. Кроме того, полагаем, что толщина дополнительного узкозонного слоя меньше диффузионной длины неосновных носителей в нем, то есть d0 ≤ L0.
При инжекции потока неосновных носителей Iинж в область излучательной рекомбинации рожденные в ней кванты излучения после отражения от граней структуры кристалла сразу попадут на узкозонный слой и частично поглотятся в нем с образованием электронно-дырочных пар, формируя при этом поток неосновных носителей Iф. Этот поток либо частично рекомбинирует в узкозонном дополнительном слое с интенсивностью , (где n0 – концентрация неосновных носителей в слое), либо частично за счет термического выброса носителей распространяется в левую и правую части области излучательной рекомбинации и излучательно рекомбинирует в обеих частях. Кванты, которые не вышли наружу области излучательной рекомбинации, испытывают описанные выше преобразования, которые многократно повторяются до тех пор, пока в структуре при постоянном внешнем токе инжекции не установится стационарный режим. Этот режим характеризуется постоянной концентрацей неосновных носителей в широкозонных и узкозонном слоях области излучательной рекомбинации, а также постоянными потоками излучения структуры и потоками, падающими на узкозонный слой с левой и правой сторон.
Найдем условия накопления носителей заряда в области излучательной рекомбинации при стационарном режиме работы структуры, когда для потоков инжекции и рекомбинации в излучающих областях и дополнительном слое справедливо соотношение:
, (1)
где I1 и I2 – потоки рекомбинации носителей в левой и правой частях области излучательной рекомбинации соответственно. Поток IΦ зависит от уровня излучений, поглощенных в узкозонном слое, и равен:
, (2)
где и – потоки излучения, падающие на узкозонный дополнительный слой слева и справа соответственно, k1 и k2 – соответственно коэффициенты поглощения потоков и в узкозонном слое, – квантовый выход электронно-дырочных пар для поглощенного излучения. Необходимо оговориться, что формула (2) справедлива для лучей, падающих на узкозонный слой перпендикулярно. На самом деле потоки и состоят из квантов, имеющих изотропное распределение по направлениям, и поглощаются в узкозонном слое сильнее, чем это принято в формуле (2). Поскольку Δ1 и Δ2 значительно меньше энергии квантов области излучательной рекомбинации, квантовый выход электронно-дырочных пар для фотонов, поглощенных из потоков и , можно считать одинаковым и равным единице. Для потоков и можно записать следующие соотношения:
(3)
где R1 и R2 – суммарные коэффициенты отражения излучения от внутренних и внешних граней, расположенных соответственно слева и справа от узкозонного слоя. Решая систему уравнений (3) относительно и и подставляя найденные значения в уравнение (2), получим выражение для потока Iф. Для того чтобы структура работала в режиме накопления носителей в области излучательной рекомбинации, необходимо, чтобы поток неосновных носителей, возникающий в результате образования электронно-дырочных пар при поглощении излучения в узкозонном слое, был больше потока рекомбинации этих носителей в этом слое, т.е. необходимо, чтобы . Поток, равный разнице , возникающей в результате термического выброса носителей, будет поступать в широкозонные слои области излучательной рекомбинации. Здесь следует обратить внимание на то, что наиболее горячие носители заряда выбрасываются в слои толщиной d1 и d2.
Если излучательные переходы в широкозонных слоях происходят через примесные уровни, возможно самоохлаждение узкозонного слоя. Это еще одна особенность рассматриваемых гетероструктур. Наилучшая ситуация для выброса носителей из узкозонного слоя возникает в том случае, когда на гетеропереходах между дополнительным слоем и областью излучательной рекомбинации сохраняется квазиуровень Ферми. Справедливость сохранения квазиуровня Ферми при разрывах зон на гетеропереходах, не превышающих 120 мэВ при комнатной температуре, не вызывает сомнения [14]. В соответствии с данными [14] уровни концентрации носителей в узкозонном слое и в области излучательной рекомбинации на границах с этим слоем связаны соотношениями:
(5)
где p1, p2 и p0 – концентрации основных носителей (в рассматриваемом примере – дырки) в слоях толщиной d1, d2, d0 соответственно. Справедливость сохранения квазиуровня Ферми между узкозонным дополнительным слоем и правой частью области излучательной рекомбинации (внешняя инжекция потока Iинж неосновных носителей осуществляется в левую часть области излучательной рекомбинации) не вызывает сомнений при любой температуре, поскольку инжекция неосновных носителей в правую часть области осуществляется только за счет их термического выброса из узкозонного слоя.
Для дальнейших расчетов воспользуемся приведенными соотношениями для , и , где n0, n1 и n2 – концентрации инжектированных неосновных носителей (электронов) в слоях толщиной d1, d2 и d0 соответственно. При этом – концентрация носителей в точке , а – концентрация носителей в точке , где lD – толщина гетеробарьеров слева и справа от слоя d0, равная длине Дебая. При низком уровне инжекции, когда , и , , а . При этом если структура легирована так, что и , то дно зоны проводимости узкозонного слоя окажется выше дна зоны проводимости как слоя d1, так и слоя d2. В результате неосновные носители могут беспрепятственно "скатываться" из слоя d0 в слои d1 и d2. Барьеры вокруг слоя d0 невысокие и тонкие и являются туннельно-прозрачными для большей части носителей заряда. Следует заметить, что высота барьеров равна не Δ1 и Δ2, а ΔC1 и ΔC2 – разрывам зоны проводимости соответственно на левом и правом гетеропереходах (рис.2а).
При высоком уровне инжекции, когда , , , решение уравнения (5) принимает вид
и . (5а)
Это означает, что выбросу неосновных носителей из слоя d0 в слои d1 и d2 фактически препятствуют барьеры и . При высоком уровне инжекции толщина барьера еще меньше, чем при низком уровне. Таким образом, потенциальные барьеры и по обе стороны слоя d0 тоньше и менее высокие (не более 20–60 мэВ). Поэтому их еще легче преодолеть путем туннелирования (рис.2б). Следует заметить, что при высоком уровне инжекции в слои d1 и d2 и при любых соотношениях и значения эффективной глубины потенциальных ям всегда будут равны половине и .
Однако гетеробарьеры вокруг слоя d0 в слоях d1 и d2 будут равны и . Если проводимость активной области структур, представленных на рис.2, не p-, а n-типа, то при низком уровне инжекции гетеробарьеры вокруг слоя d0 окажутся ниже, чем в случае p-типа проводимости. Они будут равны и – разрывам валентных зон на левом и правом гетеропереходах слоя d0 соответственно. Например, для GaAlAs-структур и составляют примерно 35% от и . При высоком уровне инжекции потенциальная яма узкозонного слоя с высотой гетерограниц и окажется вообще без потенциальных барьеров в слоях d1 и d2.
Проведенное рассмотрение показало, что в p-n-гетероструктурах с внутренним усилением инжекции активная область n-типа проводимости предпочтительнее, чем активная область p-типа. Цель дальнейшего расчета – нахождение зависимости потока рекомбинации носителей в области излучательной рекомбинации и в дополнительном узкозонном слое, который равен сумме I0, I1 и I2, от потока внешней инжекции Iинж.. Для этого необходимо решить стационарное уравнение для диффузии неосновных носителей в левой и правой частях области излучательной рекомбинации. Учитывая непрерывность потоков на гетерограницах узкозонного дополнительного слоя, потоки I0, I1 и I2 следует выразить через концентрацию носителей, например n0. Положим, что поток носителей на гетеропереходе между правой частью области излучательной рекомбинации и широкозонным ограничивающим слоем равен нулю, а на гетерогранице между левой частью области излучательной рекомбинации и примыкающим к ней широкозонным слоем – Iинж.. Такие вычисления проведены в [13].
Недостаток этого расчета состоит в том, что самопоглощение излучения в узкозонном слое, которое в обычных многопроходных гетероструктурах играет важную роль, не учитывается [1–3]. Чтобы выяснить влияние этого фактора в структурах с внутренним усилением инжекции, не усложняя расчеты, рассмотрим наиболее простую излучающую p-n-гетероструктуру (рис.3). Особенность этой структуры состоит в том, что толщина широкозонного слоя активной области больше диффузионной длины неосновных носителей в нем, т.е. . В этом случае можно считать, что все носители, инжектированные в слой d1, полностью рекомбинируют в нем, не попадая в узкозонный слой. Излучение, возникающее в слое d1 от инжектированного тока и равное Iинж . β1, будет поглощаться в слое толщиной d0 с некоторым коэффициентом ω1 (обобщенный параметр, учитывающий R1, R2, k1, k2, d0, d1, см. выражение 3) и генерировать поток неосновных носителей I01 = Iинж . β1ω1. Часть носителей потока I01 рекомбинирует в слое d0, а часть термически выбрасывается в широкозонный слой активной области толщиной d1. При этом в слое d1 около гетероперехода с узкозонным слоем появляется ток рекомбинации носителей I1. Поскольку d1 > L1 , считаем, что носители рекомбинируют около гетероперехода с узкозонным слоем, не доходя до левой границы слоя d1, т.е. все процессы происходят так, как это показано для гетероструктуры на рис.1. Кроме одного обстоятельства. Теперь следует учесть, что световой поток, возбуждаемый током I0 и равный I0β0, самопоглощается в слое d1 с коэффициентом ω0, создавая в нем поток неосновных носителей I00 = I0β0ω0. В установившемся режиме концентрации носителей n0 = n(d0) и n1 = n(d1) будут связаны соотношением (5). Токи рекомбинации I0 и I1 в слоях d0 и d1 соответственно теперь могут быть представлены как:
и , (6)
где Γ – коэффициент пропорциональности. Тогда
и . (7)
С учетом выражения (5) получим следующее выражение для тока I1:
(8)
Из (6) и (8) получим:
(9)
В результате рекомбинации носителей ток I1 возбуждает поток излучения I1β1, который поглощается в слое d0 с коэффициентом ω1, создавая поток носителей I10 = I1 β1 ω1. В результате поглощения в слое d0 всех потоков излучения возникает поток инжектированных в слой d0 неосновных носителей, равный сумме I01 + I10 + I00. Этот поток носителей заряда в свою очередь порождает потоки рекомбинации носителей I0 и I1, которые в сумме равны указанному выше потоку инжекции в этот слой:
I01 + I10 + I00 = I0 + I1 . (10)
Подставляя в (10) значения слагаемых с учетом выражений (6) и (8), найдем значение n0 через ток инжекции Iинж для случая низкого уровня инжекции. Это делается для упрощения расчета. Конечный результат будет справедлив для любого уровня инжекции. Получим:
(11)
Полный поток рекомбинации в узкозонном и широкозонном слоях активной области p-n-гетероструктуры с внутренним усилением инжекции, который определяет накопление неосновных носителей в активной области и внешний квантовый выход, равен сумме:
(12)
Выражая I0 через n0 из уравнения (11), получим:
(13)
Выражение (13) справедливо для любого уровня инжекции. Из него видно, что самопоглощение излучения в узкозонном слое, определяемое произведением , приводит к увеличению Iрек и, следовательно, к увеличению накопленных носителей заряда в активной области гетероструктуры. В выражении (13) d1 фактически эквивалентно L1 – диффузионной длине неосновных носителей. Первое слагаемое в выражении (13) отражает инжекцию носителей через p-n-переход в слой толщиной d1 и рекомбинацию их в этом слое. Второе слагаемое – рекомбинацию носителей, возникших в слое d0. Третье слагаемое – инжекцию носителей из слоя d0 в слой d1 и рекомбинацию их в этом слое на границе гетероперехода со слоем d0. Показателем, определяющим накопление носителей заряда в гетероструктуре, является то, что сумма в скобке в выражении (13) превосходит единицу. Это эквивалентно выражению:
(14)
Таким образом, очевидно, что в гетероструктуре с внутренним усилением инжекции при любых параметрах слоев излучающей области происходит усиление инжекции независимо от наличия или отсутствия поглощающей ростовой подложки. Важным показателем накопления носителей является третье слагаемое в выражении (13). Накопление можно считать существенным, если третье слагаемое превзойдет единицу, что эквивалентно выражению:
(15)
Выражение (15) справедливо, если больше 0,5. Из этого выражения видно, что значительное накопление носителей можно получить при высоких значениях внутреннего квантового выхода β0 и β1 в слоях активной области d0 и d1 соответственно, а также при близких к единице коэффициентах ω0 и ω1 (особенно ω1). Это лучше достигается в активной области n-типа, в которой энергия активации примесных центров доноров не превышает 5–6 мэВ, тогда как энергия активации акцепторов в активной области p-типа составляет 30–40 мэВ.
При высоком уровне инжекции в слоях активной области, когда происходит переход на квадратичную рекомбинацию носителей, значения β0 и β1 близки к единице. Однако в случае активной области n-типа эффект самоохлаждения узкозонного слоя окажется меньше, чем в случае области p-типа. Кванты излучения из активной n-области имеют большую энергию, которую при поглощении в узкозонном слое они передают электронно-дырочным парам. Выброс таких пар в широкозонный слой теперь происходит с меньшими тепловыми затратами. В активной области с толщиной слоев d0 и d1 микронных размеров переход на квадратичную рекомбинацию носителей должен происходить при плотностях тока более 102 А/см2. Именно такой случай нами наблюдался экспериментально (рис.4). На рисунке показаны зависимости от плотности тока внешнего квантового выхода GaAlAs p-n-гетероструктуры с внутренним усилением инжекции и неудаленной GaAs-подложкой. Переход на высокий уровень инжекции в активной области приводит к быстрому росту внешнего квантового выхода до 5–7% при плотностях тока 1,5–2 · 102 А/см2. Таких внешних квантовых выходов из плоских образцов обычных, немногопроходных p-n-гетероструктур ранее не наблюдалось. Оптимистические оценки с помощью формулы (13) внешнего квантового выхода гетероструктур с активной n-областью дают значения 9–12%. Структуры с подложкой могут оказаться пригодными для применения в светодиодах большой мощности. Тем не менее из рис.4 видно, что фактор уменьшения высоты барьера Δ1 (см. выражение 14), видимо, сыграл существенную роль в резком увеличении внешнего квантового выхода и уменьшении плотности тока кривой 1. Такое поведение ватт-амперной характеристики излучателя также можно отнести к особенностям p-n-гетероструктуры с внутренним усилением инжекции.
Уменьшить плотности тока, соответствующие переходу на высокие внутренний и внешний квантовые выходы, при доступной нам технологии можно за счет уменьшения толщины слоев d0 и d1. Но это целесообразно делать в многопроходной p-n-гетероструктуре с внутренним усилением инжекции. Внешний квантовый выход светодиодов меза-конструкции, выполненных на основе прототипов многопроходных GaAlAs p-n-гетероструктур с внутренним усилением инжекции, превышал 60% [9]. Эти светодиоды имели малый объем, и их можно считать аналогами тонкопленочных светодиодов [15, 16]. В тонкопленочных излучателях удается значительно уменьшить поглощение излучения на свободных носителях в полупроводниковых слоях и увеличить внешний квантовый выход таких излучателей. В гетероструктурах с внутренним усилением инжекции как с поглощающей подложкой, так и без нее в пространстве между узкозонным слоем и световыводящей поверхностью, противоположной поглощающей GaAs-подложке, частично может наблюдаться многопроходность и реализовываться эффект, присущий тонкопленочным светодиодам.
Внешний квантовый выход инжекционных лазеров на основе аналогичных прототипов многопроходных p-n-гетероструктур составил ~70% при 300К [10]. Подобные лазеры, но на p-n-гетероструктурах с подложкой, имели в два–три раза меньшие пороговые токи по сравнению с лазерами с аналогичными свойствами, активная область которых состояла из одного узкозонного слоя. Здесь была выявлена еще одна особенность работы излучателя на основе гетероструктуры с внутренним усилением инжекции. Лазерное излучение возникало на вершине относительно мощного импульса спонтанного излучения перед его задним фронтом. При дальнейшем увеличении амплитуды питающего электрического импульса импульс лазерного излучения расширялся и возрастал по амплитуде. Дальнейшее увеличение амплитуды электрического импульса приводило к возбуждению лазерного импульса на начальном участке электрического импульса и срыву его на конечном участке. При дальнейшем увеличении амплитуды электрического импульса в течение действия одного импульса возникали два лазерных импульса. Еще большее увеличение тока приводило к исчезновению колебаний (релаксационных) на вершине лазерного импульса (рис.5).
В результате значительного уменьшения времени жизни неосновных носителей заряда в узкозонном слое при переходе в нем к лазерному режиму излучательной рекомбинации уменьшается концентрация носителей заряда. Это приводит к уменьшению выброса этих носителей в широкозонный слой и теперь уже к уменьшению концентрации носителей в нем. В результате сокращается подпитка узкозонного слоя носителями за счет поглощения излучения из широкозонного слоя, лазерная генерация срывается. Гетероструктура возвращается в режим спонтанного излучения, время жизни неосновных носителей в узкозонном слое возрастает, и начинается новый цикл увеличения концентрации носителей заряда в активной области, приводящий к новой лазерной генерации. Таким образом возникают релаксационные колебания. В электрической цепи питания лазера при этом возникает электрический импульс, что обусловлено изменением проводимости активной области при уменьшении в ней концентрации носителей заряда. Частота колебаний зависит от толщины, уровня легирования, числа слоев активной области и от ширины запрещенных зон этих слоев. Степень самоохлаждения узкозонного слоя и нагрева широкозонного слоя активной области также зависит от перечисленных выше параметров гетероструктуры.
Следует отметить, что гетероструктуру можно изготовить так, чтобы многопроходность и описанные явления происходили в минимальном объеме между узкозонным слоем активной области и световыводящей поверхностью, которая противоположна поглощающей GaAs-подложке. Тогда степень попадания спонтанного излучения на поглощающую ростовую подложку минимальна. В этом случае в нетонкопленочной гетероструктуре реализуется эффект, присущий тонкопленочным излучателям. Здесь также удастся избежать излишнего поглощения излучения на свободных носителях и увеличить внешний квантовый выход излучателя на основе гетероструктуры с внутренним усилением инжекции.
На гетероструктуры с внутренним усилением инжекции нами подана заявка на патентование и получено положительное решение [17].
* * *
Проведенное рассмотрение показало, что введение в активную область гетероструктуры узкозонных слоев может увеличить процессы переизлучения, повысить накопление носителей заряда в активной области и увеличить внешний квантовый выход. Причем значительное увеличение внешнего квантового выхода возможно даже в гетероструктурах с поглощающей подложкой. Взаимодействие фотонов, электронов и фононов приводит к самоохлаждению узкозонных слоев активной области, которое может способствовать увеличению внутреннего квантового выхода в активной области, понижению лазерного порога,облегчению теплоотвода. Кроме того, в районе лазерного порога обнаружились электрические и световые релаксационные колебания, частотой и интенсивностью которых можно управлять путем изменения числа слоев активной области, уровня их легирования и ширины запрещенной зоны. Гетероструктуру можно изготовить так, чтобы многопроходность и все описанные явления происходили в минимальном объеме между узкозонным слоем активной области и световыводящей поверхностью. В этом случае в нетонкопленочной гетероструктуре реализуется эффект тонкопленочной структуры, что приводит к увеличению внешнего квантового выхода излучателя на основе такой гетероструктуры. Все эти явления представляют научный и практический интерес и нуждаются в дальнейших исследованиях как для повышения внешнего квантового выхода излучающих приборов, так и для улучшения других их параметров.
Литература
1. Халфин В.Б, Гарбузов Д.З., Давидюк Н.Ю. Многопроходные структуры I. Спектральные и угловые характеристики излучения. – ФТП, 1976, т.10, вып.8, с.1490–1496.
2. Алферов Ж.И., Агафонов В.Г., Гарбузов Д.З., Давидюк Н.Ю., Ларионов В.Р., Халфин В.Б.
Многопроходные структуры II. Внешний квантовый выход излучения. – ФТП, 1976, т.10, вып.8,
с.1497–1506.
3. Гарбузов Д.З., Ермакова А.Н., Румянцев В.Д., Трукан М.К., Халфин В.Б. Многопроходные структуры III. Эффективное время жизни неравновесных носителей. – ФТП, 1977, т.11, вып.4, с.717–725.
4. А.с. №1111645 СССР от 03.05.1984 г. (приоритет от 01.10.1982 г.). Излучательная многопроходная гетероструктура. Опубл. 2012 г.
5. А.с. №1163777 СССР от 22.02.1985 г. (приоритет от 12.04.83 г.). Излучательная полупроводниковая гетероструктура. Опубл. 2012 г.
6. А.c. №1157994 СССР от 22.11.1985 г. (приоритет от 12.04.1983 г.). Полупроводниковая излучательная многопороходная гетероструктура. Опубл. 2012.
7. А.c. №1165211 СССР от 01.03.1985 г. (приоритет от 01.12.1982 г.). Полупроводниковая излучающая многопроходная гетероструктура. Опубл. 2012.
8. А.c. №1387821 СССР от 08.12.1987 г. (приоритет от 10.12.1984 г.). Излучательная многопроходная гетероструктура. Опубл. 2012 г.
9. Бекирев У.А., Галченков Д.В., Гранкин М.А., Ершова Г.В., Инкин В.Н., Малышкин М.А. Физические явления в излучающих гетероструктурах с неоднородным составом в активной области. – Тезисы докладов IV Всесоюзной конференции "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах". Минск, 1986, с.136–137.
10. Бекирев У.А., Галченков Д.В., Гранкин М.А., Потапов Б.Г. Высокоэффективные решетки лазеров на основе многопроходных p-n-гетероструктур с внутренним усилением инжекции. – Тезисы докладов V Всесоюзной конференции "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах". Калуга, 1990, т.11, с.83–84.
11. Бекирев У.А. Самоохлаждение активной области излучающих гетероструктур. – ПерсТ (Перспективные Технологии),1996, т.3, вып.7/8, с.5–6.
12. Бекирев У.А., Крюков В.Л., Потапов Б.Г.,
Приходько П.С., Сидорова Л.П., Скипер А.В. Быстродействие светодиодов на основе многопроходных гетероструктур с внутренним усилением инжекции. – Естественные и технические науки, 2011, №6, с.67–74.
13. Бекирев У. А., Крюков В.Л., Купченко Л.Л.,
Потапов Б.Г., Скипер А.В., Стрельченко С.С.
Гетероструктуры с внутренним усилением инжекции. – Естественные и технические науки, 2012, №4, с.67–82.
14. Бекирев У.А., Сурис Р.А. Сверхинжекция в структурах с разделенными гетеро – и p-n-переходами. – ФТП, 1979, т.13, вып.8,
с.1592–2000.
15. Bergenek K., Wiesmann Ch., Wirth R., O’Faolain L., Linder N., Streubel K., Krauss T.F. Enhanced light extraction efficiency from AlGaInP thin-film light-emitting diodes with photonic crystals. – Appl. Phys. Lett., 2008, 93, 041105; – doi:10.1063/1.2963030 – p.3.
16. Thin-film chips are revolutionizing LED technology. – www.osramos.com/osram_os/EN/News_Center/Spotlights/Success_Stories/The_only_way_is_up!.htm1
17. Заявка №2012138772/28(062740), Россия. Излучающие гетероструктуры с внутренним усилением инжекции/Бекирев У.А., Потапов Б.Г. Положительное решение ФИПС 2013 г.
С ВНУТРЕННИМ УСИЛЕНИЕМ ИНЖЕКЦИИ
Работа посвящена рассмотрению некоторых особенностей приборов на основе нового типа многопроходных p-n-гетероструктур с активной излучающей областью, состоящей из нескольких слоев различной толщины, с различными уровнем легирования и шириной запрещенной зоны. В наиболее простых случаях в активную излучающую область двухсторонней гетероструктуры вводится дополнительный слой. Этот слой может примыкать к одной из сторон области излучательной рекомбинации или находиться в этой области и, например, иметь меньшую ширину запрещенной зоны, чем слой области излучательной рекомбинации. В зависимости от параметров дополнительного слоя можно получать различные режимы накопления носителей заряда и, соответственно, гетероструктуры с различными функциональными возможностями. Введение в гетероструктуру не одного, а нескольких дополнительных слоев еще больше изменяет ее параметры и расширяет ее функции.
В рассматриваемых гетероструктурах накопление носителей заряда в активной области происходит более интенсивно, чем в обычных многопроходных гетероструктурах [1–3]. Одна из особенностей этих структур состоит в том, что они остаются многопроходными даже при наличии поглощающей подложки. Подобные гетероструктуры теперь принято называть гетероструктурами с внутренним усилением инжекции. Ранее нами были изготовлены, запатентованы [4–8] и частично исследованы [9–11] аналоги подобных гетероструктур, которые мы назвали гетероструктурами с дополнительным узкозонным слоем в активной области. При их изготовлении и патентовании мы руководствовались интуитивными соображениями и упрощенными расчетами. Позднее были проведены более детальный расчет некоторых вариантов гетероструктур с внутренним усилением инжекции и их предварительные исследования [12, 13]. Однако появилась необходимость уточнить полученные выводы расчетов, которые для лучшего описания процесса накопления носителей заряда в активной области проведем для относительно простых гетероструктур.
При расчете процесса накопления носителей заряда и определении условий такого накопления в области излучательной рекомбинации, которая состоит из двух частей (рис.1), будем считать, что внутренний квантовый выход левой части этой области толщиной d1 равен β1 ≤ 1, а правой части толщиной d2 равен β2 ≤ 1. Полагаем также, что значения ширины запрещенной зоны этих частей разные и с дополнительным узкозонным слоем толщиной d0 они имеют разную высоту гетеропереходов, соответственно Δ1 и Δ2. Здесь возможна ситуация, когда Δ1 < Δ2 или Δ1 > Δ2. Значения времени жизни неосновных носителей заряда и их диффузионной длины равны соответственно τ0, τ1, τ2 и L0, L1, L2. Кроме того, полагаем, что толщина дополнительного узкозонного слоя меньше диффузионной длины неосновных носителей в нем, то есть d0 ≤ L0.
При инжекции потока неосновных носителей Iинж в область излучательной рекомбинации рожденные в ней кванты излучения после отражения от граней структуры кристалла сразу попадут на узкозонный слой и частично поглотятся в нем с образованием электронно-дырочных пар, формируя при этом поток неосновных носителей Iф. Этот поток либо частично рекомбинирует в узкозонном дополнительном слое с интенсивностью , (где n0 – концентрация неосновных носителей в слое), либо частично за счет термического выброса носителей распространяется в левую и правую части области излучательной рекомбинации и излучательно рекомбинирует в обеих частях. Кванты, которые не вышли наружу области излучательной рекомбинации, испытывают описанные выше преобразования, которые многократно повторяются до тех пор, пока в структуре при постоянном внешнем токе инжекции не установится стационарный режим. Этот режим характеризуется постоянной концентрацей неосновных носителей в широкозонных и узкозонном слоях области излучательной рекомбинации, а также постоянными потоками излучения структуры и потоками, падающими на узкозонный слой с левой и правой сторон.
Найдем условия накопления носителей заряда в области излучательной рекомбинации при стационарном режиме работы структуры, когда для потоков инжекции и рекомбинации в излучающих областях и дополнительном слое справедливо соотношение:
, (1)
где I1 и I2 – потоки рекомбинации носителей в левой и правой частях области излучательной рекомбинации соответственно. Поток IΦ зависит от уровня излучений, поглощенных в узкозонном слое, и равен:
, (2)
где и – потоки излучения, падающие на узкозонный дополнительный слой слева и справа соответственно, k1 и k2 – соответственно коэффициенты поглощения потоков и в узкозонном слое, – квантовый выход электронно-дырочных пар для поглощенного излучения. Необходимо оговориться, что формула (2) справедлива для лучей, падающих на узкозонный слой перпендикулярно. На самом деле потоки и состоят из квантов, имеющих изотропное распределение по направлениям, и поглощаются в узкозонном слое сильнее, чем это принято в формуле (2). Поскольку Δ1 и Δ2 значительно меньше энергии квантов области излучательной рекомбинации, квантовый выход электронно-дырочных пар для фотонов, поглощенных из потоков и , можно считать одинаковым и равным единице. Для потоков и можно записать следующие соотношения:
(3)
где R1 и R2 – суммарные коэффициенты отражения излучения от внутренних и внешних граней, расположенных соответственно слева и справа от узкозонного слоя. Решая систему уравнений (3) относительно и и подставляя найденные значения в уравнение (2), получим выражение для потока Iф. Для того чтобы структура работала в режиме накопления носителей в области излучательной рекомбинации, необходимо, чтобы поток неосновных носителей, возникающий в результате образования электронно-дырочных пар при поглощении излучения в узкозонном слое, был больше потока рекомбинации этих носителей в этом слое, т.е. необходимо, чтобы . Поток, равный разнице , возникающей в результате термического выброса носителей, будет поступать в широкозонные слои области излучательной рекомбинации. Здесь следует обратить внимание на то, что наиболее горячие носители заряда выбрасываются в слои толщиной d1 и d2.
Если излучательные переходы в широкозонных слоях происходят через примесные уровни, возможно самоохлаждение узкозонного слоя. Это еще одна особенность рассматриваемых гетероструктур. Наилучшая ситуация для выброса носителей из узкозонного слоя возникает в том случае, когда на гетеропереходах между дополнительным слоем и областью излучательной рекомбинации сохраняется квазиуровень Ферми. Справедливость сохранения квазиуровня Ферми при разрывах зон на гетеропереходах, не превышающих 120 мэВ при комнатной температуре, не вызывает сомнения [14]. В соответствии с данными [14] уровни концентрации носителей в узкозонном слое и в области излучательной рекомбинации на границах с этим слоем связаны соотношениями:
(5)
где p1, p2 и p0 – концентрации основных носителей (в рассматриваемом примере – дырки) в слоях толщиной d1, d2, d0 соответственно. Справедливость сохранения квазиуровня Ферми между узкозонным дополнительным слоем и правой частью области излучательной рекомбинации (внешняя инжекция потока Iинж неосновных носителей осуществляется в левую часть области излучательной рекомбинации) не вызывает сомнений при любой температуре, поскольку инжекция неосновных носителей в правую часть области осуществляется только за счет их термического выброса из узкозонного слоя.
Для дальнейших расчетов воспользуемся приведенными соотношениями для , и , где n0, n1 и n2 – концентрации инжектированных неосновных носителей (электронов) в слоях толщиной d1, d2 и d0 соответственно. При этом – концентрация носителей в точке , а – концентрация носителей в точке , где lD – толщина гетеробарьеров слева и справа от слоя d0, равная длине Дебая. При низком уровне инжекции, когда , и , , а . При этом если структура легирована так, что и , то дно зоны проводимости узкозонного слоя окажется выше дна зоны проводимости как слоя d1, так и слоя d2. В результате неосновные носители могут беспрепятственно "скатываться" из слоя d0 в слои d1 и d2. Барьеры вокруг слоя d0 невысокие и тонкие и являются туннельно-прозрачными для большей части носителей заряда. Следует заметить, что высота барьеров равна не Δ1 и Δ2, а ΔC1 и ΔC2 – разрывам зоны проводимости соответственно на левом и правом гетеропереходах (рис.2а).
При высоком уровне инжекции, когда , , , решение уравнения (5) принимает вид
и . (5а)
Это означает, что выбросу неосновных носителей из слоя d0 в слои d1 и d2 фактически препятствуют барьеры и . При высоком уровне инжекции толщина барьера еще меньше, чем при низком уровне. Таким образом, потенциальные барьеры и по обе стороны слоя d0 тоньше и менее высокие (не более 20–60 мэВ). Поэтому их еще легче преодолеть путем туннелирования (рис.2б). Следует заметить, что при высоком уровне инжекции в слои d1 и d2 и при любых соотношениях и значения эффективной глубины потенциальных ям всегда будут равны половине и .
Однако гетеробарьеры вокруг слоя d0 в слоях d1 и d2 будут равны и . Если проводимость активной области структур, представленных на рис.2, не p-, а n-типа, то при низком уровне инжекции гетеробарьеры вокруг слоя d0 окажутся ниже, чем в случае p-типа проводимости. Они будут равны и – разрывам валентных зон на левом и правом гетеропереходах слоя d0 соответственно. Например, для GaAlAs-структур и составляют примерно 35% от и . При высоком уровне инжекции потенциальная яма узкозонного слоя с высотой гетерограниц и окажется вообще без потенциальных барьеров в слоях d1 и d2.
Проведенное рассмотрение показало, что в p-n-гетероструктурах с внутренним усилением инжекции активная область n-типа проводимости предпочтительнее, чем активная область p-типа. Цель дальнейшего расчета – нахождение зависимости потока рекомбинации носителей в области излучательной рекомбинации и в дополнительном узкозонном слое, который равен сумме I0, I1 и I2, от потока внешней инжекции Iинж.. Для этого необходимо решить стационарное уравнение для диффузии неосновных носителей в левой и правой частях области излучательной рекомбинации. Учитывая непрерывность потоков на гетерограницах узкозонного дополнительного слоя, потоки I0, I1 и I2 следует выразить через концентрацию носителей, например n0. Положим, что поток носителей на гетеропереходе между правой частью области излучательной рекомбинации и широкозонным ограничивающим слоем равен нулю, а на гетерогранице между левой частью области излучательной рекомбинации и примыкающим к ней широкозонным слоем – Iинж.. Такие вычисления проведены в [13].
Недостаток этого расчета состоит в том, что самопоглощение излучения в узкозонном слое, которое в обычных многопроходных гетероструктурах играет важную роль, не учитывается [1–3]. Чтобы выяснить влияние этого фактора в структурах с внутренним усилением инжекции, не усложняя расчеты, рассмотрим наиболее простую излучающую p-n-гетероструктуру (рис.3). Особенность этой структуры состоит в том, что толщина широкозонного слоя активной области больше диффузионной длины неосновных носителей в нем, т.е. . В этом случае можно считать, что все носители, инжектированные в слой d1, полностью рекомбинируют в нем, не попадая в узкозонный слой. Излучение, возникающее в слое d1 от инжектированного тока и равное Iинж . β1, будет поглощаться в слое толщиной d0 с некоторым коэффициентом ω1 (обобщенный параметр, учитывающий R1, R2, k1, k2, d0, d1, см. выражение 3) и генерировать поток неосновных носителей I01 = Iинж . β1ω1. Часть носителей потока I01 рекомбинирует в слое d0, а часть термически выбрасывается в широкозонный слой активной области толщиной d1. При этом в слое d1 около гетероперехода с узкозонным слоем появляется ток рекомбинации носителей I1. Поскольку d1 > L1 , считаем, что носители рекомбинируют около гетероперехода с узкозонным слоем, не доходя до левой границы слоя d1, т.е. все процессы происходят так, как это показано для гетероструктуры на рис.1. Кроме одного обстоятельства. Теперь следует учесть, что световой поток, возбуждаемый током I0 и равный I0β0, самопоглощается в слое d1 с коэффициентом ω0, создавая в нем поток неосновных носителей I00 = I0β0ω0. В установившемся режиме концентрации носителей n0 = n(d0) и n1 = n(d1) будут связаны соотношением (5). Токи рекомбинации I0 и I1 в слоях d0 и d1 соответственно теперь могут быть представлены как:
и , (6)
где Γ – коэффициент пропорциональности. Тогда
и . (7)
С учетом выражения (5) получим следующее выражение для тока I1:
(8)
Из (6) и (8) получим:
(9)
В результате рекомбинации носителей ток I1 возбуждает поток излучения I1β1, который поглощается в слое d0 с коэффициентом ω1, создавая поток носителей I10 = I1 β1 ω1. В результате поглощения в слое d0 всех потоков излучения возникает поток инжектированных в слой d0 неосновных носителей, равный сумме I01 + I10 + I00. Этот поток носителей заряда в свою очередь порождает потоки рекомбинации носителей I0 и I1, которые в сумме равны указанному выше потоку инжекции в этот слой:
I01 + I10 + I00 = I0 + I1 . (10)
Подставляя в (10) значения слагаемых с учетом выражений (6) и (8), найдем значение n0 через ток инжекции Iинж для случая низкого уровня инжекции. Это делается для упрощения расчета. Конечный результат будет справедлив для любого уровня инжекции. Получим:
(11)
Полный поток рекомбинации в узкозонном и широкозонном слоях активной области p-n-гетероструктуры с внутренним усилением инжекции, который определяет накопление неосновных носителей в активной области и внешний квантовый выход, равен сумме:
(12)
Выражая I0 через n0 из уравнения (11), получим:
(13)
Выражение (13) справедливо для любого уровня инжекции. Из него видно, что самопоглощение излучения в узкозонном слое, определяемое произведением , приводит к увеличению Iрек и, следовательно, к увеличению накопленных носителей заряда в активной области гетероструктуры. В выражении (13) d1 фактически эквивалентно L1 – диффузионной длине неосновных носителей. Первое слагаемое в выражении (13) отражает инжекцию носителей через p-n-переход в слой толщиной d1 и рекомбинацию их в этом слое. Второе слагаемое – рекомбинацию носителей, возникших в слое d0. Третье слагаемое – инжекцию носителей из слоя d0 в слой d1 и рекомбинацию их в этом слое на границе гетероперехода со слоем d0. Показателем, определяющим накопление носителей заряда в гетероструктуре, является то, что сумма в скобке в выражении (13) превосходит единицу. Это эквивалентно выражению:
(14)
Таким образом, очевидно, что в гетероструктуре с внутренним усилением инжекции при любых параметрах слоев излучающей области происходит усиление инжекции независимо от наличия или отсутствия поглощающей ростовой подложки. Важным показателем накопления носителей является третье слагаемое в выражении (13). Накопление можно считать существенным, если третье слагаемое превзойдет единицу, что эквивалентно выражению:
(15)
Выражение (15) справедливо, если больше 0,5. Из этого выражения видно, что значительное накопление носителей можно получить при высоких значениях внутреннего квантового выхода β0 и β1 в слоях активной области d0 и d1 соответственно, а также при близких к единице коэффициентах ω0 и ω1 (особенно ω1). Это лучше достигается в активной области n-типа, в которой энергия активации примесных центров доноров не превышает 5–6 мэВ, тогда как энергия активации акцепторов в активной области p-типа составляет 30–40 мэВ.
При высоком уровне инжекции в слоях активной области, когда происходит переход на квадратичную рекомбинацию носителей, значения β0 и β1 близки к единице. Однако в случае активной области n-типа эффект самоохлаждения узкозонного слоя окажется меньше, чем в случае области p-типа. Кванты излучения из активной n-области имеют большую энергию, которую при поглощении в узкозонном слое они передают электронно-дырочным парам. Выброс таких пар в широкозонный слой теперь происходит с меньшими тепловыми затратами. В активной области с толщиной слоев d0 и d1 микронных размеров переход на квадратичную рекомбинацию носителей должен происходить при плотностях тока более 102 А/см2. Именно такой случай нами наблюдался экспериментально (рис.4). На рисунке показаны зависимости от плотности тока внешнего квантового выхода GaAlAs p-n-гетероструктуры с внутренним усилением инжекции и неудаленной GaAs-подложкой. Переход на высокий уровень инжекции в активной области приводит к быстрому росту внешнего квантового выхода до 5–7% при плотностях тока 1,5–2 · 102 А/см2. Таких внешних квантовых выходов из плоских образцов обычных, немногопроходных p-n-гетероструктур ранее не наблюдалось. Оптимистические оценки с помощью формулы (13) внешнего квантового выхода гетероструктур с активной n-областью дают значения 9–12%. Структуры с подложкой могут оказаться пригодными для применения в светодиодах большой мощности. Тем не менее из рис.4 видно, что фактор уменьшения высоты барьера Δ1 (см. выражение 14), видимо, сыграл существенную роль в резком увеличении внешнего квантового выхода и уменьшении плотности тока кривой 1. Такое поведение ватт-амперной характеристики излучателя также можно отнести к особенностям p-n-гетероструктуры с внутренним усилением инжекции.
Уменьшить плотности тока, соответствующие переходу на высокие внутренний и внешний квантовые выходы, при доступной нам технологии можно за счет уменьшения толщины слоев d0 и d1. Но это целесообразно делать в многопроходной p-n-гетероструктуре с внутренним усилением инжекции. Внешний квантовый выход светодиодов меза-конструкции, выполненных на основе прототипов многопроходных GaAlAs p-n-гетероструктур с внутренним усилением инжекции, превышал 60% [9]. Эти светодиоды имели малый объем, и их можно считать аналогами тонкопленочных светодиодов [15, 16]. В тонкопленочных излучателях удается значительно уменьшить поглощение излучения на свободных носителях в полупроводниковых слоях и увеличить внешний квантовый выход таких излучателей. В гетероструктурах с внутренним усилением инжекции как с поглощающей подложкой, так и без нее в пространстве между узкозонным слоем и световыводящей поверхностью, противоположной поглощающей GaAs-подложке, частично может наблюдаться многопроходность и реализовываться эффект, присущий тонкопленочным светодиодам.
Внешний квантовый выход инжекционных лазеров на основе аналогичных прототипов многопроходных p-n-гетероструктур составил ~70% при 300К [10]. Подобные лазеры, но на p-n-гетероструктурах с подложкой, имели в два–три раза меньшие пороговые токи по сравнению с лазерами с аналогичными свойствами, активная область которых состояла из одного узкозонного слоя. Здесь была выявлена еще одна особенность работы излучателя на основе гетероструктуры с внутренним усилением инжекции. Лазерное излучение возникало на вершине относительно мощного импульса спонтанного излучения перед его задним фронтом. При дальнейшем увеличении амплитуды питающего электрического импульса импульс лазерного излучения расширялся и возрастал по амплитуде. Дальнейшее увеличение амплитуды электрического импульса приводило к возбуждению лазерного импульса на начальном участке электрического импульса и срыву его на конечном участке. При дальнейшем увеличении амплитуды электрического импульса в течение действия одного импульса возникали два лазерных импульса. Еще большее увеличение тока приводило к исчезновению колебаний (релаксационных) на вершине лазерного импульса (рис.5).
В результате значительного уменьшения времени жизни неосновных носителей заряда в узкозонном слое при переходе в нем к лазерному режиму излучательной рекомбинации уменьшается концентрация носителей заряда. Это приводит к уменьшению выброса этих носителей в широкозонный слой и теперь уже к уменьшению концентрации носителей в нем. В результате сокращается подпитка узкозонного слоя носителями за счет поглощения излучения из широкозонного слоя, лазерная генерация срывается. Гетероструктура возвращается в режим спонтанного излучения, время жизни неосновных носителей в узкозонном слое возрастает, и начинается новый цикл увеличения концентрации носителей заряда в активной области, приводящий к новой лазерной генерации. Таким образом возникают релаксационные колебания. В электрической цепи питания лазера при этом возникает электрический импульс, что обусловлено изменением проводимости активной области при уменьшении в ней концентрации носителей заряда. Частота колебаний зависит от толщины, уровня легирования, числа слоев активной области и от ширины запрещенных зон этих слоев. Степень самоохлаждения узкозонного слоя и нагрева широкозонного слоя активной области также зависит от перечисленных выше параметров гетероструктуры.
Следует отметить, что гетероструктуру можно изготовить так, чтобы многопроходность и описанные явления происходили в минимальном объеме между узкозонным слоем активной области и световыводящей поверхностью, которая противоположна поглощающей GaAs-подложке. Тогда степень попадания спонтанного излучения на поглощающую ростовую подложку минимальна. В этом случае в нетонкопленочной гетероструктуре реализуется эффект, присущий тонкопленочным излучателям. Здесь также удастся избежать излишнего поглощения излучения на свободных носителях и увеличить внешний квантовый выход излучателя на основе гетероструктуры с внутренним усилением инжекции.
На гетероструктуры с внутренним усилением инжекции нами подана заявка на патентование и получено положительное решение [17].
* * *
Проведенное рассмотрение показало, что введение в активную область гетероструктуры узкозонных слоев может увеличить процессы переизлучения, повысить накопление носителей заряда в активной области и увеличить внешний квантовый выход. Причем значительное увеличение внешнего квантового выхода возможно даже в гетероструктурах с поглощающей подложкой. Взаимодействие фотонов, электронов и фононов приводит к самоохлаждению узкозонных слоев активной области, которое может способствовать увеличению внутреннего квантового выхода в активной области, понижению лазерного порога,облегчению теплоотвода. Кроме того, в районе лазерного порога обнаружились электрические и световые релаксационные колебания, частотой и интенсивностью которых можно управлять путем изменения числа слоев активной области, уровня их легирования и ширины запрещенной зоны. Гетероструктуру можно изготовить так, чтобы многопроходность и все описанные явления происходили в минимальном объеме между узкозонным слоем активной области и световыводящей поверхностью. В этом случае в нетонкопленочной гетероструктуре реализуется эффект тонкопленочной структуры, что приводит к увеличению внешнего квантового выхода излучателя на основе такой гетероструктуры. Все эти явления представляют научный и практический интерес и нуждаются в дальнейших исследованиях как для повышения внешнего квантового выхода излучающих приборов, так и для улучшения других их параметров.
Литература
1. Халфин В.Б, Гарбузов Д.З., Давидюк Н.Ю. Многопроходные структуры I. Спектральные и угловые характеристики излучения. – ФТП, 1976, т.10, вып.8, с.1490–1496.
2. Алферов Ж.И., Агафонов В.Г., Гарбузов Д.З., Давидюк Н.Ю., Ларионов В.Р., Халфин В.Б.
Многопроходные структуры II. Внешний квантовый выход излучения. – ФТП, 1976, т.10, вып.8,
с.1497–1506.
3. Гарбузов Д.З., Ермакова А.Н., Румянцев В.Д., Трукан М.К., Халфин В.Б. Многопроходные структуры III. Эффективное время жизни неравновесных носителей. – ФТП, 1977, т.11, вып.4, с.717–725.
4. А.с. №1111645 СССР от 03.05.1984 г. (приоритет от 01.10.1982 г.). Излучательная многопроходная гетероструктура. Опубл. 2012 г.
5. А.с. №1163777 СССР от 22.02.1985 г. (приоритет от 12.04.83 г.). Излучательная полупроводниковая гетероструктура. Опубл. 2012 г.
6. А.c. №1157994 СССР от 22.11.1985 г. (приоритет от 12.04.1983 г.). Полупроводниковая излучательная многопороходная гетероструктура. Опубл. 2012.
7. А.c. №1165211 СССР от 01.03.1985 г. (приоритет от 01.12.1982 г.). Полупроводниковая излучающая многопроходная гетероструктура. Опубл. 2012.
8. А.c. №1387821 СССР от 08.12.1987 г. (приоритет от 10.12.1984 г.). Излучательная многопроходная гетероструктура. Опубл. 2012 г.
9. Бекирев У.А., Галченков Д.В., Гранкин М.А., Ершова Г.В., Инкин В.Н., Малышкин М.А. Физические явления в излучающих гетероструктурах с неоднородным составом в активной области. – Тезисы докладов IV Всесоюзной конференции "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах". Минск, 1986, с.136–137.
10. Бекирев У.А., Галченков Д.В., Гранкин М.А., Потапов Б.Г. Высокоэффективные решетки лазеров на основе многопроходных p-n-гетероструктур с внутренним усилением инжекции. – Тезисы докладов V Всесоюзной конференции "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах". Калуга, 1990, т.11, с.83–84.
11. Бекирев У.А. Самоохлаждение активной области излучающих гетероструктур. – ПерсТ (Перспективные Технологии),1996, т.3, вып.7/8, с.5–6.
12. Бекирев У.А., Крюков В.Л., Потапов Б.Г.,
Приходько П.С., Сидорова Л.П., Скипер А.В. Быстродействие светодиодов на основе многопроходных гетероструктур с внутренним усилением инжекции. – Естественные и технические науки, 2011, №6, с.67–74.
13. Бекирев У. А., Крюков В.Л., Купченко Л.Л.,
Потапов Б.Г., Скипер А.В., Стрельченко С.С.
Гетероструктуры с внутренним усилением инжекции. – Естественные и технические науки, 2012, №4, с.67–82.
14. Бекирев У.А., Сурис Р.А. Сверхинжекция в структурах с разделенными гетеро – и p-n-переходами. – ФТП, 1979, т.13, вып.8,
с.1592–2000.
15. Bergenek K., Wiesmann Ch., Wirth R., O’Faolain L., Linder N., Streubel K., Krauss T.F. Enhanced light extraction efficiency from AlGaInP thin-film light-emitting diodes with photonic crystals. – Appl. Phys. Lett., 2008, 93, 041105; – doi:10.1063/1.2963030 – p.3.
16. Thin-film chips are revolutionizing LED technology. – www.osramos.com/osram_os/EN/News_Center/Spotlights/Success_Stories/The_only_way_is_up!.htm1
17. Заявка №2012138772/28(062740), Россия. Излучающие гетероструктуры с внутренним усилением инжекции/Бекирев У.А., Потапов Б.Г. Положительное решение ФИПС 2013 г.
Отзывы читателей
