ЦЕЛЬ РАБОТЫ

ЦЕЛЬ РАБОТЫ
Ознакомление с физическими основами работы светодиодов,
методами экспериментального исследования их основных параметров, применением светодиодов в волоконно-оптических линиях
связи.
I. ВВЕДЕНИЕ
Светодиоды или светоизлучающие диоды (СИД) полупроводниковые излучающие приборы, преобразующие электрическую
энергию в энергию некогерентного светового излучения.
Светодиод основной и наиболее универсальный излучатель
некогерентной оптоэлектроники, что обусловлено следующими его
достоинствами: высокое значение КПД преобразования электрической энергии в оптическую, относительно узкий спектр излучения, перекрытие почти всего оптического диапазона излучением
светодиодов различных типов, высокая для некогерентных источников направленность излучения, электрическая совместимость
СИД с интегральными схемами в силу малого значения прямого
падения напряжения, высокое быстродействие, малые габариты,
технологическая совместимость СИД с микроэлектронными устройствами, устройствами интегральной оптики и волоконно-оптических линий связи, высокая надежность и долговечность.
В качестве основных полупроводниковых материалов для СИД
используются арсенид галля (GaAs), фосфид галлия (GaP), нитрид галлия (GaN), карбид кремния (SiC), трехкомпонентные твердые растворы фосфида и арсенида галлия: GaAs1-xPx (0x1) и
AlxGa1-xAs и др.
II. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ СВЕДЕНИЯ
1. Излучательная рекомбинация
В основе принципа действия полупроводниковых СИД лежит
явление электролюминесценции, связанное с самопроизвольной излучательной рекомбинацией носителей заряда, инжектированных через p-n переход.
3
Как известно, носителями заряда в полупроводнике являются
электроны в зоне проводимости. Пусть с помощью внешнего воздействия, например, при пропускании тока через p-n переход, созданы избыточные по отношению к равновесным электроны в зоне
проводимости и дырки в валентной зоне. Возвращение к равновесию приводит к переходу электрона из зоны проводимости в валентную зону, в результате которого происходит исчезновение пары электрон проводимости  дырка. Рекомбинация всегда означает переход носителя тока на более низкие уровни энергии  либо в
валентную зону, либо на приместный уровень в запрещенной зоне.
При термодинамическом равновесии рекомбинация уравновешивает процесс тепловой генерации носителей, а скорость этих взаимно обратных процессов такова, что их совместное действие
приводит к установлению распределения Ферми для электронов и
дырок по энергиям. Существует несколько механизмов рекомбинации, которые отличаются друг от друга направлением передачи
энергии, выделяемой при рекомбинации. Если избыток энергии
выделяется в виде кванта излучения, то происходит излучательная рекомбинация, которая называется люминесценцией. Возможна также безызлучательная рекомбинация, при которой высвобождающаяся энергия расходуется на возбуждение колебаний кристаллической решетки, т.е. идет на нагрев кристалла. При излучательной рекомбинации полное число актов излучения пропорционально произведению pn концентраций электронов (n) и дырок
(p). При небольших концентрациях носителей этот канал рекомбинации мало эффективен. При больших концентрациях, превышающих 1016  1017 см-3, полупроводники становятся эффективными
источниками света рекомбинационного излучения в относительно
узком диапазоне длин волн вблизи края собственного поглощения
полупроводника.
Излучательная рекомбинация, возбуждаемая прямым током
через p-n переход, называется инжекционной электролюминесценцией.
Рекомбинационное излучение происходит на переходах зона 
зона. Межзонный характер носит рекомбинационная люминесценция не только в собственных, но и в сильно легированных полупроводниках. В последнем случае энергетический спектр полупроводника вблизи краев запрещенной зоны сильно искажен ввиду –
того, что при сильном легировании примесные уровни уширены в
примесную зону, которая частично, или полностью сливается с
собственной зоной. При этом энергия квантов рекомбинационного
4
излучения может несколько отличаться от номинальной ширины
запрещенной зоны легируемого полупроводника. Однако, практически для всех процессов излучательной рекомбинации, используемых в излучающих приборах, характерна близость энергии перехода   к энергии запрещенной зоны Еg.
2. Спектры рекомбинационного излучения
Энергия фотона, рождающегося в результате рекомбинации,
определяется законом Планка E ф  h c  , где   длина волны
излучения в вакууме. Вероятность рекомбинации электрона с
энергией E 2 и дырки с энергией Е1, пропорциональна соответствующим концентрациям n (E 2 ) и p (E1 ) . Вероятность излучения
фотона с энергией E  E 2  E1 может быть получена в результате
интегрирования произведения n (E 2 )  p (E1 ) по всем значениям
E 1 (или E 2 ). Для получения этого распределения необходимо
знать распределение концентраций носителей в валентной зоне и
зоне проводимости p (E1 ) и n (E 2 ) . Общий вид этих распределе-
ний для положительно смещенного p  n  перехода представлен
на рис. 1. Распределения быстро растут вблизи границы зоны,
сравнительно слабо меняются при энергиях выше кТ и падают
пропорционально exp  E кТ  .
Распределение концентрации электронов с энергией E 2 в зоне
проводимости определяется произведением двух членов. Первый
S c (E 2 ) представляет распределение разрешенных энергетических состояний. Второй  вероятность того, что это состояние заселено, и является функцией Ферми F(E 2 ) . Таким образом
n (E 2 )  S c (E 2 ) F(E 2 ).
(1)
Аналогично можно получить распределение концентрации дырок в валентной зоне
p (E1 )  S v (E1 ) 1 F(E 2 ) ,
(2)
где S v (E1 )  распределение разрешенных энергетических состояний. Полагаем, что носители движутся внутри полупроводника
5
Рис. 1. Функции распределения концентрации носителей:
а) для чистого GaAs,
б) при умеренной концентрации акцепторной примеси
(~1023м-3)
6
подобно свободно заряженным частицам. При этом электрону соответствует эффективная масса m e , а дырке  m p . Тогда функции
распределения плотности состояний могут быть записаны в виде

(E )  4 3m

h 
Sc (E 2 )  4 2me h2
и
Sv
1
p
32
(E 2  Ec )1 2
2 32
(E v  E1 )1 2 .
(3)
(4).
При высоких концентрациях примесей происходит искажение
функций распределения S c и S v на краях зоны. Образуется характерный "хвост зоны", который сужает запрещенную зону. Аналитические выражения для плотности состояний в этом случае
значительно сложнее.
Далее, будем считать, что концентрация свободных электронов
падает экспоненциально с ростом энергии от дна зоны проводимости E c . Аналогичное допущение делаем и для концентрации дырок  будем считать, что она экспоненциально уменьшается при
изменении энергии от верхнего края валентной зоны E v :
n (E 2 )  A exp  (E 2  E c ) / кТ ,
(5)
р (E1 )  В exp  (E v  E1 ) / кТ  ,
(6)
где А и В  константы, связанные с общей концентрацией свободных электронов и дырок. Эти распределения показаны на рис. 2.
Далее, запишем спектральную плотность мощности излучения
как функцию энергии фотона E ф .
p (E ф )  S n (E 2 ) p (E1 ) dE 2 .
(7)
Учитывая, что
E ф  Е 2  Е1 ,
запишем:
P (E ф )  K
Ev  E1
 exp  (E 2 E c ) / кТexp  (E v E1) / кТdE 2 .
E2  Ec
(8)
7
Рис. 2. Упрощенный вид функций распределения концентрации
свободных электронов n(
2) и концентрации p((1).
Рис. 3. Спектральное распределение рекомбинации излучения.
8
Из рис. 2 видно, что если E 2 превышает (E v  E ф ) , то Е1 попадает в запрещенную зону, так что p (E1 ) обращается в нуль. Коэффициенты А и В заменяются коэффициентом, в который входят
вероятность перехода и излучательное время жизни электрона
 изл. . Тогда
Ev  Eф
P( E ф )  K
 exp (Ec  E v ) / кТexp  (E 2  E1) / кТdE 2 
E2  Ec
Ev  Eф
 K exp (E g / кТ) exp (E ф / кТ)

 dE2 
Ec

(9)
 K (E ф  E g ) / exp  (E ф  E g ) / кТ .
В результате проведенного анализа получаем спектральное распределение рекомбинационного излучения, показанное на рис. 3.
Наблюдаемый спектр всегда выглядит более симметричным. Это
обусловлено рядом обстоятельств. Во-первых, в светоизлучающих
диодах обычно используются высокие концентрации донорных и
акцепторных примесей, что вызывает искажение края запрещенной зоны. Во-вторых, наряду с получением фотона может происходить взаимодействие с кристаллической решеткой. В этом случае часть энергии рекомбинационного перехода может передаваться колебанием решетки. В-третьих, переход может идти в несколько этапов с участием одного из примесных уровней вблизи
края зоны. В результате в основном излучательном переходе присутствует энергия, меньшая ширины запрещенной зоны. Из рис. 3
видно, что наибольшая интенсивность излучения соответствует
энергии E g  кТ и полуширина линии составляет 2,4 кТ.
3. Внутренняя квантовая эффективность
В источниках света необходимо добиваться максимального значения параметра, называемого внутренней квантовой эффективностью внутр. Он определяется отношением числа генерируемых фотонов к числу носителей, пересекающих переход. Эта
величина зависит от относительной вероятности излучательных и
9
Рис. 4. Зависимость энергии
электронов и дырок
от их импульсов:
а) для прямого
перехода;
б) для непрямого
перехода.
10
безизлучательных переходов. Эта вероятность в свою очередь зависит от структуры перехода примесных уровней в полупроводнике
и от типа полупроводника.
Как известно, полупроводники бывают прямозонные и непрямозонные. На рис. 4 приведены зависимости энергии электронов
проводимости и дырок от их импульсов.
Прямозонными полупроводниками называют полупроводники, у которых электрон, находящийся вблизи дна зоны проводимости, имеет импульс, равный импульсу электрона, находящегося
вблизи потолка валентной зоны, и переход электрона из зоны проводимости на незаполненный уровень в валентной зоне, как показано на энергетической диаграмме (рис. 4), называется прямым
или вертикальным, При этом вершины парабол расположены одна
под другой. Полупроводники, у которых электрон, находящийся
вблизи дна зоны проводимости, имеет импульс, отличающийся
вблизи потолка валентной зоны, называются непрямозонными. В
этом случае вершины парабол сдвинуты друг относительно друга
и переход зона  зона возможен при условии компенсации различия импульсов. Такой переход называют непрямым или невертикальным. В этом случае при рекомбинации излучается фотон, а
разница в импульсах компенсируется с помощью колебания решетки и внутренняя квантовая эффективность оказывается низкой.
Рассмотрим время жизни неосновных носителей в прямозонных и непрямозонных полупроводниках и его влияние на рекомбинационное излучение. Приводимое обсуждение будет относиться к
поведению избыточных электронов, инжектированных в р-область,
но точно такие же рассуждения справедливы и для дырок, инжектированных в материал n-типа.
В области р-типа скорость рекомбинации избыточных электронов в единице объема

 
 dn dt   n  npo p ,
(10)
где npo  равновесная концентрация основных электронов в материале р-типа;  p  время жизни избыточных неосновных носителей в материале р-типа.
Для отдельного рассмотрения излучательных и безизлучательных переходов положим
 dn dt   dn dt n  dn dt б.изл. ,
где
11
(11)
 dn dt n  n  n изл.

(12)
скорость потери носителей вследствие излучательной рекомбинации, а
(13)
 dn dt б.изл.  (n  npo )  б.изл.
соответствует скорости потери носителей вследствие безизлучательных переходов. Параметры  изл и  б.изл.  времена жизни
неосновных носителей, обусловленные соответственно излучательными и безызлучательными переходами. Отметим, что
1  p  1  изл.   1  б.изл. .
(14)
Внутренняя квантовая эффективность материала определяется
выражением
внутр . 
dn dt n
dn dt 

1 n
1
.

(1 изл. )  (1  б.изл. ) 1  изл.  б.изл. 
(15)
Из этого соотношения видно, что для повышения эффективности светодиода необходимо добиваться снижения отношения
изл.  б.изл. .
Скорость рекомбинации для прямого перехода зона  зона пропорциональна концентрации электронов и дырок, т.е. скорость излучательной рекомбинации равна r n p , где r [м3/с]  коэффициент рекомбинации, характеризующий материал. В равновесном
состоянии эта скорость рекомбинации уравновешивается скоростью тепловой генерации носителей G, которая также является
характеристикой материала и экспоненциально зависит от Eg/кТ.
Таким образом,
r npoppo  r ni2  G .
При наличии избыточных носителей общая скорость излучательной рекомбинации



 dn dt n  r n p  G  r npo   n) npo  p  r npoрpo ,
(16)
где n  n  npo ,
p  p  ppo .
Поскольку n  p
12


 dn dt n  r npo  ppo  n n .
По определению
изл.  n  dn dt n ,

изл.  r npo  Ppo  n
(17)
1 .
(18)
10-16
В прямозонном материале значение r составляет
м3/с; в не-21
3
прямозонном материале  около 10 м /с. Отсюда видно, как характер запрещенной зоны влияет на внутреннюю квантовую эффективность. В устройствах с двойной гетероструктурой эффективная генерация световых квантов облегчается благодаря инжекции тока
носителей c высокой плотностью в узкую активную область.
Примесные атомы, а также дислокации и другие дефекты кристаллической решетки, приводят к росту безызлучательной доли
рекомбинации. Ловушечные уровни локализуются вблизи середины запрещенной зоны. Если безызлучательное время жизни носителей определяется наличием ловушек с концентрацией Nл , то
его по порядку величины можно оценить как
 б.изл. [c ] 
1014 [м3 ]
.
Nл
(19)
Неидеальность кристаллической решетки вблизи границы полупроводника приводит к большому числу локальных энергетических
состояний в запрещенной зоне. В особенности это относится к гетероструктуре, т.к. в ней имеются неоднородности внутри кристалла. Эти неоднородности приводят к большому числу энергетических уровней, которые действуют как центры рекомбинации. Через
эти энергетические состояния и идет в основном безызлучательная рекобинация, поэтому наличие поверхности или границ раздела может существенно снизить внутреннюю квантовую эффективность светодиода.
4. Внешняя квантовая эффективность
Получение высокой внутренней квантовой эффективности еще
недостаточно для достижения высоких параметров светодиода.
Отношение числа фотонов, вышедших из полупроводника, к числу
носителей, прошедших через переход, называется внешней квантовой эффективностью, внешн , равной
13
внешн   внутр  вых ,
где   коэффициент инжекции; вых  эффективность вывода излучения из светодиода. Внешняя квантовая эффективность всегда
меньше внутр, что обусловлено следующими факторами:
1. Потери при выводе излучения из полупроводникового материала за счет отражения и рефракции вследствие большого скачка
показателей преломления на границе раздела полупроводник –
воздух. Из световода выходит только та часть излучения, которая
падает на поверхность раздела под углом меньшим критического
кр. Часть излучения, для которой выполняется условие полного
внутреннего отражения, отражается от поверхности раздела
внутрь кристалла и в конечном счете теряется. Кроме того, при
угле падения   кр излучение частично отражается от поверхности. Это френелевские потери. Определим долю излученной
мощности, которая дойдет до поверхности в пределах критического угла кр . Предположим, что мощность, излученная в единичный
телесный угол со всей излучающей площади, равна Pед. . Тогда
мощность в единичном угле, излученная в направлении  относительно нормали поверхности, будет Р ед. cos  , а общий поток с
обеих сторон излучающего слоя
2
2
 Р ед. cos  2 sin  d  2 Р ед. .
(20)
0
Доля общей мощности, которая может пройти через границу
поверхности полупроводник – воздух Р гр. , определяется как
1
Р гр. 
2 Р ед.
кр
 Р ед. cos  2 sin  d 
0
n2
1
sin2 кр  0 ,
2
2n 2
(21)
где n 0  коэффициент преломления окружающей среды; n  коэффициент преломления полупроводника. В случае светоизлучающего диода на арсениде галлия при излучении в воздух ( n 0  1 и
14
n  3,7 ) критический угол и мощность на границе равна кр  16
и Ргр.  0,036 , соответственно. Из излучения, падающего перпендикулярно на границу раздела, вследствие френелевского отражения часть мощности R отражается и только часть Т, равная
1 R , излучается. Значение Т при n  1 определяется выражением
T  4n 0 n /(n 0  n) 2  4n /(1  n) 2 .
(22)
При наклонном падении лучей испускаемая доля мощности меняется мало и становится равной нулю при   кр . В случае границы GaAs  воздух Т = 0.67 и эффективность вывода излучения
будет определяться как

вых  2 n (1  n)2

1
 0,024 .
Коэффициент пропускания Т может быть увеличен, если на поверхность полупроводника нанести просветляющее покрытие.
2. Потери на самопоглощение. Внутри полупроводника излучение с энергией фотона большей ширины запрещенной зоны может
взаимодействовать с электроном валентной зоны и перевести его
в зону проводимости. При этом образуется электрон-дырочная пара, а фотон поглощается. Отметим, что появляющийся при зоназонной рекомбинации фотон имеет энергию, достаточную для самопоглощения. Поэтому расстояние между областью генерации и
излучающей поверхностью должно быть по возможности сокращено. При этом появляется опасность, что поверхность с ее высокой
концентрацией ловушечных уровней может оказаться в пределах
одной  двух диффузионных длин от перехода, что вызовет изменение безызлучательного времени жизни и снижение внутренней
квантовой эффективности. Поэтому обычно принимают компромиссное решение.
III. КОНСТРУКЦИИ СВЕТОВОДОВ ДЛЯ
ОПТИЧЕСКОЙ СВЯЗИ
По конструктивным особенностям светодиоды можно разделить
на две основные группы: светодиоды, излучающие с поверхности
p – n  перехода, и светодиоды, излучающие с торца p – n  пе15
рехода.
Рис. 5. Поперечное сечение СИД.
Рис. 6. Согласующие устройства СИД – волокно:
а) использование иммерсионной среды;
б) конец волокна закруглен в форме линзы;
в) использование сферической линзы на поверхности
СИД
16
1. Светодиоды, излучающие с поверхности
Рассмотрим светодиоды, излучающие с поверхности p – n 
перехода. Типичная структура такого СИД показана на рис. 5. Эта
конструкция, разработанная Баррасом, предназначена для систем
оптической связи. В этой конструкции близость активного слоя к
поглотителю тепла дает возможность использовать высокие плотности тока без чрезмерного повышения температуры, которое может привести к трем эффектам: меняется распределение излучения по длинам волн, падает внутренняя квантовая эффективность
вследствие возрастания скорости безызлучательной рекомбинации, падет срок службы светоизлучающего диода.
Для повышения эффективности вывода излучения из полупроводникового материала следует изменить геометрию СИД таким
образом, чтобы большая часть света, выходящего из области
p – n  перехода, попадала на поверхность под углом меньшим
критического. Такие условия можно обеспечить с помощью полусферической структуры (рис. 6 б). Эффективность вывода света из
такой структуры определяется выражением:
вых  2n (n  1) 2 ,
(23)
т.е. по сравнению с планарной геометрией получается выигрыш в
2n2 раза.
При использовании СИД в волоконно-оптических линиях необходимо обеспечивать эффективный ввод излучения в световод. Однако, поскольку угол приема  c световода определяется выражением
 c  arcsin NA ,
(24)
где NA  числовая апертура волокна, ввести в световод удается
лишь часть полной излучаемой мощности СИД.
Коэффициент связи участка излучающей поверхности, по размеру не большего диаметра световода, определяется в виде
c  sin 2  c  (NA ) 2 .
(25)
При NA = 0,23 угол приема с составляет 130 и c  5% . Доля
полной мощности излучения СИД, которая может быть введена в
состыкованный с ним световод, составляет
  вых  c  0,01  0,05  0,05%.
Таким образом, величина  может быть увеличена за счет по17
вышения внешнего квантового выхода СИД и уменьшения угловой
расходимости его излучения. Поскольку излучающая область не
должна превышать площадь сечения световода, следует идти по
пути уменьшения светящегося пятна СИД с соответствующим повышением плотности тока, а также создания фокусирующих элементов между излучателем и световодом, которые могут увеличить эффективность ввода примерно в 2 раза.
Некоторые способы повышения эффективности вода излучения
СИД в световод проиллюстрированы на рис. 6.
Светоизлучающие диоды на основе двойной гетерострукт уры. В предыдущих разделах были рассмотрены СИД на основе
гомопереходов. Использование гетеропереходов значительно
улучшает характеристики световодов. Рассмотрим этот тип световодов подробнее. Гетероструктура представляет собой соединение нескольких полупроводников разного состава, имеющих разные ширины запрещенных зон и одинаковые, или почти
одинаковые постоянные решетки, вследствие чего они образуют
монокристаллы. Обычно используются двойные гетерострукт уры, показанные на рис. 7.
Отметим основные свойства гетеропереходов, наиболее полезные при создании высокоэффективных светодиодов.
(1). Высокая эффективность инжекции. Основные носители
стремятся покинуть узкозонный материал (1), что приводит к
уменьшению доли тока через переход, обусловленного неосновными носителями, инжектированными в материал (2)., т.е. осуществляется односторонняя инжекция. При отличии энергетических зазоров более, чем на несколько кТ этот эффект гораздо существеннее, чем действие легирования.
(2). Ограничение неосновных носителей в двойной гетероструктуре. Как показано на рис. 7, два гетероперехода используются для создания двух слоев узкозонного материала, расположенных между слоями широкозонного полупроводника. В результате увеличения потенциального барьера на границе гетероперехода устанавливается более высокая и однородная концентрация
неосновных носителей и более высокая скорость рекомбинации.
(3). Улучшение омических контактов. Использование гетероструктур позволяет легко изготовить хорошие низкоомные
контакты. Это одна из причин использования пятислойных гет ероструктур.
18
Рис. 7. Схематическое изображение двойной гетероструктуры.
(
Рис. 8. Светодиод Барраса на основе двойной гетероструктуры.
Обозначение слоев: 1 – n – GaAlAs; 2 – n- или p- GaAs;
3 – p – GaAlAs; 4 – p+ - GaAs контактный слой.
19
4). Прозрачность широкозонного материала. Рекомбинационное
излучение, зародившееся в узкозонном материале, не может возбудить зона-зонный переход в широкозонном материале. В результате
этого слои (2) и (3) оказываются значительно более прозрачными
для излучения из материала 1, чем сам этот материал.
(5). Волноводный эффект. Поскольку показатели преломления
материалов, образующих гетеропереход, различны, лучи внутри
слоя могут испытывать полное внутреннее отражение.
В двойной гетероструктуре, показанной на рис. 7, показатель
преломления материала (1) выше, чем материалов (2) и (3), и рекомбинационное излучение, рожденное в материале (1), может распространяться вдоль слоя, испытывая многократные отражения, как
в диэлектрическом волноводе. Обычно широкозонный материал
имеет меньший показатель преломления. Этот эффект особенно
важен для светодиодов с торцевым излучением.
Достоинства двойной гетероструктуры наиболее полно могут
проявиться в светодиоде Барраса. На рис. 8 для примера показан
такой диод, в котором применено травление вплоть до слоя
n  Ga AlAs . Травитель селективно воздействует на GaAs, но не
разрушает Ga AlAs. В результате удается снизить самопоглощение
излучения между активным слоем и излучающей поверхностью.
2. Светодиод с торцевым излучением
Световод с торцевым излучением, на основе двойной гетероструктуры, показан на рис. 9. Он имеет целый ряд интересных особенностей. Благодаря полному внутреннему отражению оптическое излучение распространяется вдоль перехода. Активная область ограничивается полосковым контактом и щелью на задней
части активного слоя. Световое излучение может самопоглощаться в активном слое, но т.к он сделан очень тонким, большая часть
оптической мощности распространяется в слое, который ее не поглощает вследствие более широкой запрещенной зоны. Действие
оптического волновода приводит к сужению диаграммы направленности излучения до 300. Это, а также малая площадь излучателя, делает световод торцевого типа хорошо приспособленным для
работы с линзовым согласующим устройством. Хороший коэффициент связи может быть получен даже с волоконными световодами, имеющими относительно малый диаметр сердцевины
(50 мкм).
20
Рис. 9. Светодиод торцевого типа на основе двойной
гетероструктуры.
IV. РАБОТА СВЕТОДИОДА С
ВЫСОКОЧАСТОТНОЙ МОДУЛЯЦИЕЙ
Практически во всех волоконно-оптических системах связи в
качестве источников света используются полупроводниковые
светоизлучающие устройства: лазеры и светодиоды. Поскольку
интенсивность светового излучения этих источников можно менять путем изменения рабочего тока при частоте модуляции до
нескольких сотен мегагерц, вводить дополнительные оптические модуляторы не требуется. Выбор первого или второго источника определяется областью применения системы передачи.
Светодиоды используются в многочисленных информационных
системах связи с невысокой или умеренной пропускной способностью. Благодаря более простой конструкции, чем лазер, низкой
температурной чувствительности, относительной дешевизне и
надежности световоды нашли широкое применение.
1. Ширина полосы модуляции. Ширина полосы модуляции
волоконно-оптических систем связи зависит от ширины полосы
21
модуляции светодиода и от уширения светового импульса в оптическом волокне (т.е. от дисперсии материала).
Факторы, влияющие на полосу модуляции световода, связаны с
изменением характеристик СИД в результате изменения инжектируемого тока и с наличием паразитных параметров системы, связанных с подводящими проводами и самим СИД. Паразитная подводящая цепь зависит от элементов конструкции и обычно включает индуктивность проводов и несколько емкостей. Паразитные
явления в самом СИД как емкостные, так и резестивные, связаны с
полупроводниковым материалом, окружающим активную область,
и обычно устраняются труднее, чем паразитные явления подводки
питания. Паразитные явления особенно значительны на высоких
частотах. В частотном отношении паразитные явления приводят к
высокочастотному спаду модуляционной характеристики и уменьшению ширины полосы модуляции.
Модуляционная характеристика. Если мощность немодулированного излучения СИД равна P0 , то относительная мощность
выходного сигнала на частоте  составляет

P P0  1  ()2

1 2
,
(26)
где   время жизни неосновных носителей.
Из (26) следует, что предельная частота модуляции излучения
СИД ограничивается временем жизни неосновных носителей. На
рис. 10 приведена экспериментальная частотная характеристика, из
которой можно оценить  . Выражение (26) имеет важное значение
для рассмотрения процесса высокочастотной модуляции источника
излучения. На частотах выше fm  1 2  эффективность источника
падает, как видно из рис. 10. Снизить эффективное время жизни носителей и, следовательно, расширить полосу модуляции можно двумя способами. Один из них заключается в повышении концентрации
примесей в области рекомбинации. При этом следует учитывать, что
время жизни носителей имеет излучательную и безизлучательную
компоненты (см. (14)) и что внутренний квантовый выход СИД внутр .
зависит от отношения этих компонент (см. (15)). Следовательно, увеличение концентрации примесей приводит к возрастанию внутр .
лишь до тех пор, пока снижается излучательная компонента времени
жизни. При очень высоких концентрациях примесей возникает чрезмерно большое число центров безызлучательной рекомбинации но22
сителей, и расширение полосы модуляции будет сопровождаться
снижением квантового выхода. В случае арсенида галлия это происходит при концентрации примесей порядка 1024 м-3, при этом
 n  10 нс . То есть частоты модуляции значительно выше 20 мГц
могут быть достигнуты только за счет квантовой эффективности. В 4
раза большую полосу модуляции без снижения эффективности удается получить в СИД на InGaAs/InP.
Рис. 10. Зависимость выходной мощности СИД от частоты
модуляции.
Второй способ уменьшения эффективности времени жизни основан на повышении концентрации носителей. При высоком
уровне инжекции, когда концентрация избыточных носителей n
значительно превышает фоновую концентрацию, время жизни
становится функцией концентрации инжектируемых носителей
 n  (B n) 1 ,
(27)
где В  вероятность рекомбинации, зависящая от свойств материала. В устройствах с двойной гетероструктурой, где носители присутствуют лишь в узкой активной области и можно пренебречь поверхностной рекомбинацией, ширина полосы модуляции при высо12
ких уровнях инжекции пропорциональна ( JBew ) , где J  плот-
ность инжектируемого тока, а w  ширина активной области. Полоса модуляции у световодов, излучающих с поверхности, может
достигать 600 МГц. У лазеров в результате процесса вынужденного излучения происходит еще большее снижение излучательного
23
времени жизни носителей. Поэтому полоса модуляции у инжекционных лазеров существенно шире, чем у СИД.
Итак, сформулируем условия, необходимые для получения широкой полосы модуляции.
А) Чтобы добиться большой полосы модуляции, не жертвуя
внутренней квантовой эффективностью  внутр . , необходимо
свести к минимуму постоянную времени излучательной рекомбинации   n .
Б) Этого можно достичь прежде всего повышением концентрации легирующей примеси в активном слое n A .
 
 
ки, которые возрастают, когда n A  превышает 10
I
В) Ограничение повышения n A обусловлено дефектами решетI
24
I
м-3; при этом
усиливается безызлучательная рекомендация и внутр . падает.
Г) Большая ширина полосы модуляции может быть получена при
высоком уровне инжекции J Jкр , так что n1  n AI . Ширина полосы
пропорциональна квадрату плотности тока и обратно пропорциональна толщине активного слоя.
Д) Уменьшение паразитных эффектов.
2. Уширение импульсов излучения СИД в градиентных световодах. Уширение импульсов излучения СИД в градиентных световодах
обусловлено в первую очередь дисперсией материала волокна. Световодные источники имеют широкую спектральную полосу излучения
(  30  200 нм) и если фазовая скорость плоской волны, бегущей по световоду, нелинейно зависит от длины волны (т.е.
2
d2n d  0 , n  показатель преломления), то по мере распространения светового импульса происходит его уширение:
m 1   2 d 2n
 

,
L
c 
n2
где L расстояние, на которое распространяется импульс.
Уширение импульса можно снизить за счет сужения спектральной
полосы излучения СИД или, что значительно эффективнее, за счет
перемещения максимума излучения в область вблизи 1,3 мкм, где
дисперсия кварцевого стекла мала. Таким образом, в настоящее
время наибольшее внимание уделяется «длинноволновым» СИД на
основе (GaIn) (AsP).
24
Литература
1. ДЖ. Гауэр. Оптические системы связи. Перевод с англ. Под
ред. А.И. Ларкина.-М.-Радиосвязь.-1989.
2. А.А. Берг, Дж. А. Коплэнд, Р.У. Диксон. Источники света для
волоконно-оптических систем связи. – ТИИЭР.- т. 68.-№ 10.-1980.- с.
86-94.
3. Специальный физический практикум/ Под ред. А.А. Харламова.-Изд-во Московского университета.- 1977.
4. К.В, Шалимова. Физика полупроводников.- М.- Энергоатомиздат.-1986.
5. Н.И. Тугов, Б.А. Глебов, Н.А. Чарыков. Полупроводниковые приборы. – М.- Энергоатомиздат.-1990.
VI. ЗАДАНИЕ
Перед выполнением работы необходимо изучить руководство к
работе и рекомендуемую литературу, ознакомиться с лабораторной
установкой и методикой проведения измерений.
1. Получить излучение светодиода.
2. Получить ватт-амперную характеристику светодиода.
3. Измерить диаграмму направленности светодиода.
4. Измерить коэффициент полезного действия светодиода и
определить внешний квантовый выход.
5. Получить спектральную характеристику светодиода при разных токах питания .
Определить длину волны максимума излучения и ширину линии для трех значений .
6. Получить модуляционную характеристику светодиода и
определить ширину полосы модуляции.
7. Определить время жизни неосновных носителей.
25
VII. ОПИСАНИЕ ЛАБОРАТОРНОЙ УСТАНОВКИ
А. Оборудование установки (рис. 11):
1. Светодиод АЛ107А.
2. Фотоприемник ФД-256.
3. Источник питания светодиода ТЭС-13.
4. Источник питания фотоприемника ВИП-010.
5. Милливольтметр В7-20.
6. Оптический столик с отсчетом углов.
7. Монохроматор.
8. Генератор ГЗ-7А.
9. Осциллограф СI-72.
10 Усилительный каскад.
Б. Описание схемы и отдельных узлов установки
Схема лабораторной установки для исследования светодиодов
представлена на рис. 11 (а, б, в).
Светодиод АЛ107А (1) представляет собой инфракрасный излучатель поверхностного типа на основе арсенида галлия. Максимальный
ток питания составляет 150 мА. Источником питания служит ТЭС-13
(3). Светодиод запаян в держателе, который вставляется в оправу и
помещается на оптическом столике (6) с юстировочным устройством
и поворотным механизмом с отсчетным углом. Схема для измерения
ватт-амперной характеристики светодиода и его диаграммы направленности показана на рис. 11 а.
Регистрация излучения светодиода производится фотоприемником ФД-256 (кремниевый фотодиод) (2). Используется фотодиодный режим работы. Схема включения фотоприемника приведена на рис. 12. Последовательно с фотодиодом включается источник обратного напряжения. Рабочее напряжение Vобр составляет 10 В. Источником питания для фотоприемника служит ВИП010 (4).
Выбор режима фотоприемника обусловлен тем, что в фотодиодном режиме энергетическая характеристика (зависимость фототока
от падающей на фотоприемник мощности в рабочем диапазоне значений потока излучения) линейна. Индикация фототока производится
милливольтметром В7-20 (5).
Спектральная характеристика измеряется с помощью монохроматора (7) (см. рис. 11 б).
26
Рис. 11. Блок-схема лабораторной установки:
а – схема для исследования ватт-амперной
характеристики и диаграммы направленности СИД;
б – схема для исследования СИД при наличии модуляции;
в – схема для исследования СИД при наличии модуляции.
1 – СИД; 2 – фотоприемник; 3 – источник питания СИД; 4 – источник
питания фотоприемника; 5 – измерительный прибор (милливольтметр);
6 – поворотный столик с отсчетом углов; 7 – монохроматор; 8 – звуковой
генератор; 9 – усилительный каскад; 10 – осциллограф.
27
Схема включения светодиода приведена на рис. 11 в. Светодиод
включается как часть коллекторной нагрузки усилительного каскада
на транзисторе КТ-907Б (рис. 13). Модуляция тока светодиода осуществляется изменением тока коллекторной цепи усилительного каскада. На вход усилительного каскада подается сигнал от импульсного
генератора ГЗ-7А (8). Выходная мощность измеряется с помощью
осциллографа СI-72 (ширина полосы до 1 МГц).
VIII. ПОРЯДОК ВЫПОЛНЕНИЯ РАБОТЫ
1. Получение излучения светодиода
Собрать схему, показанную на рис. 11 а. Включить сетевое питание ТЭС-13. С помощью регулировок «грубо» и «плавно» установить
ток питания светодиода порядка 100 мА и постоянное прямое смещение 2 В. Включить сетевое питание ВИП-010 (источник питания фотоприемника) и установить обратное напряжение Vобр =10 В. Сфокусировать излучение СИД на фотоприемник. Поскольку излучение исследуемого СИД лежит в инфракрасной области спектра, эту фокусировку следует проводить по показаниям выходного регистрирующего
прибора (5). Отъюстировать СИД с помощью юстировочного устройства оптического столика по максимуму сигнала с фотоприемника.
2. Исследование ватт-амперной характеристики светодиода
Снять кривую зависимости выходной световой мощности светодиода PСИД от тока IСИД . Ток регулируется источником питания ТЭС13. Фототок фотоприемника фиксируется милливольтметром В7-20.
Далее по градуировочному графику P( фп ) определяется значение
мощности, падающей на фотоприемник, которая соответствует установленному значению тока питания СИД. Измерения производить в
диапазоне значений тока питания СИД от 0 до 150 мА. По измеренным
значениям построить график зависимости PСИД от IСИД .
3. Исследование диаграммы направленности светодиода.
Установить ток инжекции =100 мА. Проверить соосность и перпендикулярность установки СИД и фотоприемника. Это положение соответствует нулевому значению диаграммы направленности. Вращая
оптический столик и фиксируя угол, получить зависимость мощности
СИД от угла поворота столика в диапазоне от – 900 до 900. По полученным данным построить диаграмму направленности. Получить
диаграмму направленности при =150 мА.
28
Рис. 12. Схема включения фотоприемника.
Рис. 13. Схема модуляции светодиода.
29
4. Измерение коэффициента полезного действия и определение внешнего квантового выхода светодиода. Коэффициент
полезного действия СИД  определяется отношением полной выходной мощности излучения к затраченной электрической мощности

 Pизл
,
Р эл
где Р эл   V .
Коэффициент  характеризует долю излучения, собираемую фо-
топриемником. Измерение  сводится к измерению Pизл при некотором значении I.
Внешний квантовый выход определяет долю преобразования
энергии возбужденных электронно-дырочных пар в энергию световых
квантов, излучающих светодиодом. Интегральное по спектру число
квантов приблизительно равно
   (h max )  (h)1 2 .
Пользуясь выражением
  внешн 
р  max
JV
рассчитать внешн .
Для определения  и внешн необходимо измерить абсолютную
мощность излучения.
5. Исследование спектра излучения светодиода. Сфокусировать излучения СИД на входную щель монохроматора (7) (см. схему
на рис. 11 б). Фокусировка производится с помощью фотоприемника
(2), расположенного на выходе монохроматора по максимуму показания регистрирующего прибора В7-20, как в п. 1. Барабан монохроматора при этом устанавливается в положение, соответствующее предполагаемому максимуму спектра излучения СИД (около 950 нм). Далее приступить к исследованию зависимости выходной мощности
СИД от длины волны. Для этого отвести барабан длин волн в положение, соответствующее коротким волнам, примерно 800 нм, и медленно вращать его до тех пор, пока не станет заметен малый сигнал
излучения. Увеличивая длину волны вращением барабана, получить
зависимость выходной мощности от длины волны. Экспериментальные точки должны располагаться не реже, чем через 10 нм. Особенно
важно точно определить положение максимума. По результатам из30
мерений построить график зависимости PСИД ( ) . Провести измерения для трех значений тока питания СИД:
1  100 мА;
 2  125 мА;
 3  175 мА.
 
Определить (Pmax ) и ширину излучения на полувысоте  P1 2
для трех значений тока питания.
6. Исследование работы СИД при наличии модуляционного
сигнала. Собрать схему, показанную на рис. 11 в. На вход усилительного каскада светодиода подать сигнал от генератора (8) с амплитудой 3 В. Изменяя частоту генератора построить зависимость
амплитуды выходного сигнала светодиода от частоты модулирующего сигнала и построить график. По полученной графической зависимости A A 0 ( f ) оценить время жизни неосновных носителей  .
КОНТРОЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ
1.
2.
3.
4.
5.
6.
7.
8.
9.
10.
Основные принципы работы полупроводниковых СИД.
Механизм излучательной рекомбинации в полупроводниках.
Спектры рекомбинационного излучения.
Внутренняя квантовая эффективность.
Время жизни неосновных носителей.
Внешняя квантовая эффективность.
Конструкции светодиодов.
Особенности СИД на основе гетероструктур.
Работа СИД при наличии высокочастотной модуляции.
Ширина полосы модуляции волоконно-оптических систем связи.
31