Главная  Усиленная люминесценция 

[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [ 31 ] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48]

Рис. 5.5. Генерация в тонких пластинах при возбуждении незначительной части рабочего вещества:

1а<~1, /-расстояние между зеркалами резонатора

канала возбуждения присущ только лазерам с оптической накачкой.

Разработаны методики, позволяющие на основании приведенных формул экспериментально определить весь набор указанных параметров.

Генерация при неоднородном возбуждении. В тонких (1...5 мкм) полупроводниковых пластинах получена генерация при возбуждении только части рабочего вещества, заключенного между зеркалами резонатора (рис. 5.5). В частности, в лазерах на основе собственного и слабо легированного селенида кадмия длина пассивных областей /„ас более чем в десять раз превышает длину активной области U- В этом случае условие стационарной генерации имеет вид

/C,(Vr)=/Cn = 1

+ [pn + Cnac(Vr)]

Г\Г2 /пас

+ Ра +

(5.27)

где Knac(vr) -коэффициент поглощения пассивных областей на частоте генерации.

В случае прямых межзонных переходов /Cye(v) по абсолютному значению не превосходит предельного коэффициента поглощения x(v), входящего в (2.23). Поэтому

если считать, что /Cnae(Vr) =x(Vr), а /пас> /а, ТО При ЛЮбОМ

уровне возбуждения удовлетворить условию (5.27) невозможно.

Для объяснения самого факта генерации частично возбужденных тонких пластин необходимо учесть другие процессы, происходящие при высоких уровнях накачки.

Одним из таких процессов может быть сужение ширины запрещенной зоны в активной области вследствие экранирующего действия свободными носителями.

Тогда значение коэффициента усиления /Cyc(Vr) будет значительно больше, чем /Cnac(Vr) на частоте генерации. По оценкам Н. Г. Басова и сотрудников, в арсениде галлия при = 300 К с увеличением концентрации электронов и дырок от « = 2-10* cм" р = Одо « = р= 10" см" ширина запрещенной зоны уменьшается на 90 мэВ.

Идея о сужении запрещенной зоны позволяет объяснить также, почему с ростом накачки частота генерации в некоторых образцах уменьшается.

Вторым процессом, обеспечивающим генерацию в тонких пластинах с протяженными пассивными областями, будет просветление этих областей.

Полупроводниковые пластины обладают хорошими волноводными свойствами. Все лучи света, идущие из любой точки внутри пластины, испытывают полное внутреннее отражение, если их угол падения больше Oarcsin (1/п). Для п = 3,6 #?»16°, что соответствует телесному углу 0,15я. Если в пластине находится источник света со сферической индикатрисой излучения, то только за счет полного внутреннего отражения 92 % света остается в пластине. Для лучей, распространяющихся в указанном телесном угле, коэффициент отражения изменяется от 0,36 при перпендикулярном падении лучей до 1 при #=16°. Поэтому практически все рекомби-национное излучение остается в пластине, а так как квантовый выход люминесценции часто бывает близок к единице, то поток люминесценции по величине сравним с потоком возбуждающего света и может просветлить пассивные области пластины. Расчеты показывают, что с ростом накачки коэффициент потерь падает, а частота генерации смещается в длинноволновую область.

Учет просветления позволяет объяснить также, почему не генерируют толстые пластины, а также образцы с высоким уровнем легирования. В первом случае падает плотность потока люминесценции, а во втором уменьшается параметр нелинейности.

§ 5.3. ЭКСИТОННЫЙ МЕХАНИЗМ ГЕНЕРАЦИИ

Спектр усиления. В § 5.1 обсуждался спектр экситонного поглощения в предположении, что он формируется только процессом образования экситонов. Очевидно, что с увеличением концентрации экситонов. должна возрастать роль их стимулированной аннигиляции, приводя-



щей к уменьшению поглощения, а в определенных условиях- к формированию спектра усиления.

Хотя экситон напоминает атом водорода, между ними имеется принципиальное различие. Аннигиляция экситонов отличается от исчезновения атомов водорода. Если в кювете спектрографа, например, не останется атомов водорода, то в спектре исчезнут все линии поглощения этого газа. В кристалле же наблюдаются пики экситон-ного поглощения при формальном отсутствии самих экситонов. Интенсивность пиков пропорциональна концентрации всех валентных электронов, которые могут участвовать в образовании экситонных состояний.

Следовательно, полупроводник, в котором отсутствуют, но могут быть образованы экситоны, необходимо характеризовать концентрацией заполненных нулевых экситонных состояний N30, равных числу валентных электронов в единице объема кристалла. Оно достаточно велико: МэоЮ см то, что называется основным состоянием экситона (уровень Ei = Eco - Es), будет одновременно возбужденным состоянием кристалла как целого.

Если возбуждать кристалл излучением с частотой, соответствующей основной экситонной линии, то в принципе должны реализовываться три типа вынужденных оптических процессов: переход, сопровождающийся поглощением фотона и образованием экситона, стимулированная рекомбинация и ионизация экситонов. Если в невозбужденном полупроводнике коэффициент экситонного поглощения равен x(v), то при наличии на El уровне Пэ экситонов

«3(V)=X(V)-

= Хэ ( V) ( 1 - 2Лэ/Лэ0) + Хи ( V) «э/Лэ1,

(5.28)

где N31 - концентрация экситонных состояний первого (основного) уровня; x„(v)/yV3i - коэффициент поглощения, обусловленный ионизацией одного экситона.

Существование экситонов как свободных частиц возможно только в том случае, если они не занимают всего объема кристалла, т. е. при условии Гз«э<1, где Гэ - радиус экситона, равный обычно 10~ см и более. Следовательно, при «э= Ю" ...10 см" будет плотная упаковка экситонов в объеме вещества. Опыты показы-

вают, что уже при Пз> Ю"" см" начинается сильное взаимодействие экситонов, приводящее к их диссоциации и образованию электронно-дырочной плазмы. Поэтому «э<СЛэо и согласно (5.28) невозможно получить отрицательное значение коэффициента поглощения на прямых экситонных переходах.

Известно, что в спектрах экситонного поглощения и люминесценции наблюдаются линии фононного повторения, обусловленные не только поглощением или испусканием фотонов, но и одновременным испусканием или поглощением фононов.

В случае стимулированной аннигиляции экситона с испусканием одного фонона обратным процессом будет одновременное поглощение фотона и фонона. Испускание фонона может быть спонтанным и вынужденным, а поглощение только вынужденным. Отношение вероятностей первого процесса ко второму для тепловых фононов равно

(1+<он)/<он = ехр (кУфои/кТ), (5.29)

где УУфон - концентрация фононов с частотой Уфон. Учитывая далее, что коэффициент поглощения на частоте V -Уфон пропорционален Лфо„, с помощью (5.29) получаем выражение для коэффициента экситонного поглощения на частоте первого фононного повторения

K(v-v. -. >э(У-Уфон)

ехр(/ггфо„/йГ) - 1 .

-дехр (hvou/kT)

+ x„(v -Уфо„)гг,/Лэ,. (5.30)

Эта формула справедлива, если концентрация равновесных (тепловых) фононов значительно больше концентрации неравновесных фононов, генерируемых, в частности, возбуждающим светом.

Первое слагаемое в скобках формулы (5.30) близко к единице, а значение ехр {hvo/kT) может быть достаточно большим, если к\фон~>кТ. Поэтому возможна реализация отрицательного значения /Сэ(у -Уфои).

Аналогичные результаты получаются, если учесть экситон-экситонное взаимодействие. В некоторых кристаллах оно начинает проявляться уже при концентрациях экситонов 10..10 см"1 Если в результате неупругого столкновения один экситон аннигилирует



/ 20

1

Ids {o 5

Рис. 5.6. Рассчитанные спектры усиления, обусловленные неупругим рассеянием экситонов в CdS при 7- = 80К, /г,= 13-10* CM- (/) и 7- = 300 К, /г,= 10см- (2), !=[(£,-3£з74)]/гГ (А. Г. Молчанов, Ю. М. Попов, А. М. Трунилин, 1974 г.)

испусканием фотона, а второй переходит с первого (основного) уровня на второй, то энергия фотона, полученная первым экситоном, согласно (5.3) будет равна

= (5.31)

Как видно из (5.31), экситон-экситонное взаимодействие приводит к смещению экситонной линии испускания в длинноволновую сторону. Если столкновение экситонов сопровождается возбуждением второго экситона на более высокие энергетические уровни или его ионизацией, то смещение линии будет еще больше, чем на величину 3£э/4. В то же время линия экситонного поглощения по-прежнему соответствует энергии Е{. Это создает благоприятные предпосылки для получения значительных коэффициентов усиления в системе взаимодействующих экситонов (рис. 5.6).

Мощность и спектр генерации. Оптическое возбуждение позволило получить генерацию во многих полупроводниках: GaAs, InAs, InP, InGaAs, InGaP, GaAsP, InGaAsP, AlGalnAs, CdS, CdSe, ZnSe, ZnTe, CdTe, PbTe, PbSe, Pbb, CdSSe, ZnCdS, PbSnSeTe. Однако экситонный механизм генерации наиболее четко проявляется в широкозонных полупроводниках типа А"В.

В качестве типичного примера на рис. 5.7 приведены графики зависимости мощности излучения плоскопараллельных пластин селенида цинка, возбуждаемых рубиновым лазером. Зеркалами оптического резонатора служат механически полированные поверхности пластин. Диаметр пятна возбуждающего излучения 3 мм.

Как видно из графиков, построенных в логарифмическом масштабе, до порога генерации мощность люминесценции увеличивается пропорционально интенсивно-

оти.еЗ


0.0 f 0.1 ЗЬ.ошн.еЭ

Рис. 5.7. Зависимость мощности излучения монокристаллических пластин ZnSe от накачки 5о при Т-ПК и толщине пластин 1,5 мм (/) и 3,8 мм (2) (Р. А. Балтрамеюнас, Г. П. Яблонский и др., 1981 г.)

г,70

2,75

h>>,3U

Рис. 5.8. Спектры люминесценции (/) и генерации (2) ZnSe вблизи порога при Т = 77 К. (Р. А. Балтрамеюнас, 1982 г.)

сти возбуждения в степени 2,4 и 3 для пластин толщиной 1,5 мм и 3,8 мм соответственно. В пороге начинается резкий рост интенсивности излучения. Показатель степени достигает значений 10...12. Увеличение накачки в несколько раз повышает мощность генерации (более чем на три порядка), а затем наступает насыщение. В пороге наблюдается резкое сужение спектра излучения с 30 до 2 мэВ (рис. 5.8) и возникает направленный луч света.

Более детально спектр генерации селенида цинка показан на рис. 5.9. Хорошо видна модовая структура спектра. Вначале преобладает одна мода, а с увеличением накачки быстро растет вторая, затем спектр становится многомодовым. Стрелки на рисунке указывают на длинноволновую границу (левая стрелка у4-2Е0) и максимум полос излучения (правая стрелка A-LQ) для первого и второго фононных повторений экситонной линии излучения. В данном конкретном случае генерация возникает в более длинноволновой области, чем линия



[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [ 31 ] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48]

0.0008