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]


о 380 390 Ш Ш Ш 500 510 520 530 Л,нм

Рис. 7.11. Спектры поверхностной фотолюминесценции (I), стримерной люминесценции (2) и генерации (3) в ZnO при 7" = ЗООК (а) и в CdS при 7" = 80К (б) (А. Л. Гурский и др., 1987 г.) и спектры генерируемого излучения, распространиющиеся в направлении е (4) и - е (5), при 7- = ЗООК (в) (А. 3. Обидин и др., 1983 г.).

На вставках показаны направления распространения стримера ё и генерации

После преодоления порога на фоне бледных нитей стримеров возникают яркие светящиеся точки (рис. 7.10, а). Их совокупность образует картину ближнего поля генерации. Там, где не возникло генерации, треки стримеров остаются тусклыми. Временная развертка (хронограмма) небольшого участка стримера, распространяющегося вдоль оси X, показана на рис. 7.10,6. Без развертки наблюдался бы горизонтальный ряд пятен, время появления которых было бы неизвестно. Благодаря хронограмме легко определить, что генерация возникает не одновременно, а последовательно, причем одновременно генерирует не более трех точек. Время генерации одной точки не превышает 30 пс - разрешающей способности скоростью фоторегистратора ФЭР-2. Генерация вдоль канала стримера (рис. 7.10, в) будег рассмотрена ниже.

Наиболее коротковолновая генерация (Я,г = 0,37 мкм) при стримерном возбуждении получена на монокристаллах ZnO (рис. 7.11, а). В сульфиде кадмия вблизи порога генерирует две-три моды. С повышением напряжения на игловом электроде генерация становится многомодовой (рис. 7.11,6). Расстояние между модами соответствует толщине пластины (примерно 9 мкм). Для сравнения

на рис. 7.11, в приведен спектр генерации CdS вдоль канала стримера.

Оценки концентрации свободных носителей в активней области дают значения, достигающие 5•10 см1 В таких условиях существование экситонных состояний невозможно. По-видимому, генерация связана с межзонной рекомбинацией в электронно-дырочной плазме.

Мощность генерации канала стримера длиною 30 мкм достигает 100 Вт. Если учесть, что такой участок активной среды генерирует отдельными точками, причем время высвечивания их значительно меньше, чем отрезка в целом, то для мощности генерации отдельной точки получается значительно большая величина. Из-за малых размеров активной области стримерный лазер с плоским резонатором характеризуется значительным (около 20°) углом расходимости излучения. В дальней зоне излучения кроме центрального пятна наблюдаются и боковые лепестки, вытянутые вдоль трека стримера.

Генерация вдоль канала стримера. Если стримерный разряд проходит в кристалле путь порядка 1 см и достигает его противоположной поверхности, то при больших уровнях возбуждения появляются характерные признаки генерации излучения вдоль оси стримера как в направлении его распространения, так и в обратном направлении.

Эволюция картины дальнего поля с повышением напряжения на электроде для CdS показана на рис. 7.12. При малых напряжениях излучение распространяется в полом конусе с углами расходимости 22° и 40° при 7 = 77 К и 300 К соответственно, что можно объяснить образованием нитеобразного волновода в канале стримера. С ростом напряжения появляются разрывы на кольце. Это, по-видимому, тени от боковых стримеров, возни-- кающих при ветвлении основного Далее возникает центральное пятно, соответствующее углам расходимости 9° и 15° при азотной и комнатной температурах. Одновременно в спектре излучения, распространяющегося вдоль развития стримера, появляется модовая

* Если в кристалле имеются дислокации или микротрещины, ориентированные вдоль оси С, то в этом направлении также возникают стримеры. Тогда на светлом кольце наблюдается не три, а шесть разрывов, что соответствует проекции звезды стримеров на плоскость, перпендикулярную к оси С




Рис. 7.12. Изменение картины дальнего поля излучения вдоль осн стримера в направлении его развития в CdS при 7" = ЗООК (от о до г) с ростом амплитуды возбуждающего импульса от 5 до 90 кВ (А. С. Насибов, А. 3. Обидин, А. Н. Печенов и др., 1978 г.)

структура (см. рис. 7.11,6). Спектр излучения, распространяющегося в обратном направлении, также сужается. Характерным признаком генерации (§ 2.1, 4.1) служит временная пульсация мощности излучения, что проявляется на хронограмме ближнего поля излучения (см. рис. 7.10, в). Без временной развертки было бы видно ярко светящееся слегка вытянутое вдоль оси х пятно. Из хронограммы видно, что это яркое пятно то вспыхивает, то исчезает. Вначале возникает излучение из грани, к которой подведен игловой электрод. С опозданием на 4 НС начинается выход генерируемого излучения с противоположной стороны, т. е. вдоль распространения стримера.

Очевидно, генерация вдоль оси стримера обусловлена резонатором с распределенной обратной связью, создающимся либо неоднородностями кристалла, либо самим стримерным разрядом, имеющим пульсирующий и пространственно неоднородный характер. В узкозонных полупроводниках стримеры не возбуждаются из-за недостаточно большой величины удельного сопротивления (см. §7.1).

Возбуждение генерации электрическим полем доменов Ганна. В 1968 г. еще до возбуждения стримеров была показана возможность получения лазерного излучения в однородных образцах арсенида галлия, возбуждаемых доменами Ганна.* В отличие от стримеров они возникают и в низкоомных образцах с концентрацией свободных

Дж. Ганн - американский физик, в 1963 г. получил генерацию высокочастотных колебаний электрического тока в полупроводнике с Л?-образной ВАХ (эффект Ганна). Она обусловлена возникновением и перемещением по кристаллу области сильного электрического поля, называемой доменом Ганна.


Рис. 7.13. Генерация в ZnSe при возбуждении электрическим полем

доменов Гаииа:

а - схема возбуждения путем подачи импульсов высокого напряжения по высоковольтному кабелю (/) на два контакта (2, 3) образца {4)\ 6-хронограмма излучения; е - спектр генерации при T = 3QQK (В. Д. Дуров, И. Исмаилов, А. 3. Обидин и др., 1985 г.)

носителей более 10® см"-. Для их возбуждения к полупроводниковой пластине подводится импульс высокого напряжения с помощью двух электродов (рис. 7.13, а).

Если пластинка характеризуется удельным сопротивлением р> 10 Ом-см и удовлетворяются другие условия возбуждения стримеров (см. § 7.1), то и при наличии двух контактов возможны обычные стримерные разряды. Однако при достаточно больших напряжениях возникают лишь разряды между электродами вдоль соединяющей контакты линии независимо от ориентации кристалла. В низкоомных образцах возможны только межэлектродные разряды. Возбуждены домены Ганна в 1пР, GaAs и ZnSe при напряженностях поля 10, 20 и 50 кВ/см соответственно. Установлено, что на одном домене напряжение падает на 1 кВ. Поэтому разрядный канал можно представить как цепочку из десятков последовательно включенных диодов Ганна, движущихся в направлении разряда со скоростью 10 см/с, что примыкает к нижней границе скорости распространения стримеров.

Хронограмма ближнего поля излучения и спектр генерации лазера на основе ZnSe, изготовленного в виде плоскопараллельной пластины толщиной 25 мкм с диэлектрическими покрытиями (Г = Г2 = 0,98), показаны на рис. 7.13, б, S. В отличие от стримерной генерации (см. рис. 7.10,6) здесь наблюдается одновременная генерация нескольких локальных областей. Спектр генерации соответствует аксиальным модам плоского резонатора. Суммарная мощность из канала разряда достигала



100 Вт и 600 Вт при 300 К и 77 К соответственно. Длительность генерации одной точки порядка 20 пс, всего канала - до десятков наносекунд.

§ 7.4. ЛАЗЕРЫ ДАЛЬНЕГО ИК ДИАПАЗОНА НА ПОЛУПРОВОДНИКАХ В СКРЕЩЕННЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ И МАГНИТНОМ ПОЛЯХ

Внутризонное возбуждение носителей электрическим и магнитным полями. Выше рассмотрены два типа полупроводниковых лазеров, в которых инверсная населенность создается с помощью электрического поля. Это стримерные лазеры и лазеры на эффекте Ганна. Напряженность электрического поля в головке стримера и доменах Ганна достигает десятков киловольт на сантиметр и оказывается достаточной для ионизации полупроводника, т. е. для перевода электронов из валентной зоны в зону проводимости.

Если полупроводник помещен в электрическое поле, то кроме ионизации происходит увеличение энергии электронов и дырок в пределах каждой из зон полупроводника. Носители переходят на более высокие уровни или, как говорят, разогреваются, не покидая своих зон. В свою очередь горячие носители, отдавая энергию решетке и дефектам кристалла, возвращаются на более низкие энергетические уровни.

Скорость потери энергии носителем определяется механизмом его взаимодействия с решеткой и примесями. В высококачественном полупроводнике с небольшим содержанием примеси если энергия носителя Е больше энергии оптического фонона £о.фон, то потеря энергии идет за малое время То.фон в результате испускания оптических фононов. Если же £<£о.фо„, то дальнейшее уменьшение энергии носителя резко замедляется и происходит за время ТафонТофон в результате взаимодействия с акустическими фононами.

Энергия оптического фонона служит границей между двумя областями как зоны проводимости, так и валентной зоны. Области, где энергия носителя больше о.фон, в теории горячих электронов называются активными, а где £<£о.фон - пассивными. Поскольку в квантовой электронике эти термины имеют иной смысл, будем избегать их употребления для описания горячих электронов в лазерных материалах.

\<

\п(Е)

Рис. 7.14. К образованию инверсной населенности уровней валентной зоны полупроводника в Х.Ж полях:

а - нзоэнергетическая поверхность - сфера радиуса ро и траектории движения дырок в пространстве импульсов в области энергии оптического фонона £о; о - образование иглообразной функции распределения дырок; в - схема виутрнзонного оптического перехода; г - уровни инверсной населенности. На вставке - ориентация v. Я полей относительно образца и направлении распространения генерируемого излучения

На зонной диаграмме движение горячего электрона можно представить так: испуская оптические фононы, он скачками быстро спускается вниз до уровня Ео.фон (он активен, отсюда название области), далее электрон становится пассивным и сравнительно медлерио продолжает движение вниз, пока в целом не установится равновесное распределение электронов по уровням. Естественно, это справедливо для низких температур, когда /г7<£о.фон.

Наличие двух резко отличающихся по скоростям механизмов термолизации создает условия для накопления носителей вблизи уровня офо» и получения инверсной населенности.

Рассмотрим для примера образование инверсной населенности дырок в валентной зоне монокристалла p-Ge, помещенного в скрещенные электрическое и магнитное поля. В простейшем случае изотропной эффективной массы тн все значения импульса дырки р, энергия которой £<;£о.фои, в р-пространстве заключены в пределах сферы радиуса ро= л12ткЕ„.ф„„ (рис. 7Л4, а). Если к образцу приложить электрическое поле #2.такой величины, чтобы дырка набирала энергию о.фон за время, удовлетворяющее неравенствам

Та.фонТ» То.фон,

(7.6)

то дырка в основном будет совершать челночное движение от центра сферы до ее границы и обратно. Действи-



[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