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]

тельно, дырка с импульсом р = 0 в электрическом поле начинает двигаться вдоль оси z и составляющая импульса Рг возрастает. Как только рг становится равным или чуть больше ро, дырка испускает фонон и скачком возвращается в точку О. Если учесть, что температура не равна нулю, а вероятность испускания оптического фонона не равна бесконечности, то можно сказать, что дырка совершает челночные движения между сферой с радиусом бр и шаровым слоем толщиной бр. Чем выше температура и чем больше То.фонАа.фон, тем больше значение бр. В результате рассеяния на акустических фононах дырка в среднем один раз за число циклов движения, равное То.фон/т», будет сбиваться со своей траектории, но после первого же достижения шарового слоя вернется к точке О.

Если теперь дополнительно включить магнитное поле, направленное вдоль оси Рл:, то дырки начнут двигаться по окружностям, лежащим в плоскостях, параллельных руОрг, с циклотронной чэстотой (Ос = / ГПкС.

Линия, соединяющая центры окружностей, смещена относительно точки р = 0 на величину po. = mhVs., где ид = = 0/Ж - скорость холловского дрейфа.

Траектории дырок будут замкнуты внутри сферы, если т/,ид<ро (см. рис. 7.14, а) или Ж> сшн/ро- Такие траектории становятся ловушками для дырок. Покинуть их дырка может только в результате упругого рассеяния на акустических фононах или дефектах кристалла. Поскольку частота рассеяния значительно меньше сос, то распределение дырок по уровням энергии приобретает иглообразный вид или вид б-функции (рис. 7.14,6). Это было строго показано И. И. Восилюсом и И. Б. Левин-соном в 1966 г.

Однако инверсной населенности еще недостаточно для того, чтобы среда усиливала излучение (см. § 1.2). Оптические переходы дырок в пределах одной зоны запрещены правилами отбора по импульсу (волновому вектору). Ситуация меняется, если имеются подзоны легких и тяжелых дырок (рис. 7.14,0). В этом случае можно подобрать такие значения магнитного поля, что для легких дырок ловушка будет создана, а для тяжелых - нет. Обозначая эффективные массы легких и тяжелых дырок как ml и ml, приходим к неравенствам, удовлетворяющим этому условию:

/Гдс.СМ

0,06


Рис. 7.15. Спектр усиления p-Ge в 0 полях, рассчи-

танный для концентрации дырок 10 см~ с учетом поглощения, обусловленного непрямыми переходами тяжелых дырок:

1 - 9=0,7 кВ-см", Ж=4,5-]0- Т.1;

2 - 1,2 кВ.см , 9-10- Тл; 3 - 3,5 кВ-см", 25-10" Тл. Штриховая линия - влияние образования уровней Ландау в зоне легких дырок (А- А. Андронов, Н. Ноздрин, В. Н. Шастин. 1986 г.)

1, СМ"

cm; Ро

(2£o/mI)

1/2,

< i2E/mt) "\

(7.7) (7.7а)

Легкие дырки из ловушки теперь могут совершать прямые излучательные переходы в зону тяжелых дырок, или, что то же самое, электроны могут совершать переходы сверху вниз на свободные состояния с испусканием квантов света.

Таким образом, в результате совместного действия электрического и магнитного полей в валентной зоне полупроводника образуется инверсная населенность двух условно выделенных уровней (рис. 7.14, г). Положение нижнего уровня определяется местом иглообразного накопления дырок, а верхнего уровня - правилами отбора по волновому вектору, т. е. условием прямых оптических переходов. Напряженности электрического и магнитного полей, обеспечивающие создание инверсной населенности, ограничены сверху и снизу. Ограничения на электрическом поле вытекают из неравенства (7.6), а иа магнитном поле - из неравенства (7.7).

Спектр усиления p-Ge, рассчитанный для трех значений напряженности электрического и магнитного полей, приведен на рис. 7.15. По шкале абсцисс приведены значения частоты у=\/к. Длина волны при этом равна k=\(f/V мкм. Из-за невысокой концентрации дырок коэффициент усиления необычно мал по сравнению с усилением в активной среде других типов полупроводниковых лазеров. Значительное повышение концентрации акцепторов, служащих источником дырок в валентной зоне, не допускается, поскольку тогда рассеяние



носителей на дефектах кристалла станет преобладать над электрон-фононным взаимодействием и ловушки для дырок будут разрушены, т. е. станет невозможным получение инверсной населенности вообще. С увеличением напряженности электрического и магнитного полей максимум коэффициента усиления смещается в коротковолновую область.

Пороговые условия. Первая, публикация о преодолении порога и получении стимулированного испускания на длине волны 100 мкм в p-Ge, помещенном в скрещенные электрическое и магнитное поля, появилась в 1982 г. (Л. Е. Воробьев, Ф. И. Осокин, В. И. Стафеев, В. Н. Тулупенко). С 1984 г. этот тип лазеров интенсивно изучается в СССР и других странах.

Активной среде лазера на горячих носителях обычно придается форма прямоугольного параллелепипеда со сторонами iXwXd, где / = 30...50 мм, ш = 5...б мм, d = 0,7...4 мм. Оптическим резонатором служат плоскопараллельные грани самого образца. Монокристалл помещается в соленоид, находящийся при гелиевых температурах в сверхпроводящем состоянии, что обеспечивает приложение постоянного магнитного поля вдоль оси резонатора (см. вставку на рис. 7.14, а). С помощью нанесенных на боковые грани омических контактов на образец подается импульсное электрическое поле длительностью от 0,5 до 5 мкс. Генерируемое излучение регистрируется полупроводниковыми фотодетекторами на основе n-GaAs, n-InSb, Ge : Ga и т. п.

Если во всех других типах лазеров порог генерации можно изобразить точкой на оси, по которой отложена интенсивность накачки, то пороговые условия генерации, возбуждаемой W А-Ж полями, выражаются линией на плоскости При этом, как и следовало ожидать на

основании (7.7), генерация реализуется только в определенных интервалах значений и (рис. 7.16). Минимальные напряженности полей, как видно из рисунка, лежат в области 0,7 кВ/см и 3,2 • 10~ Тл. Каждому значению напряженности электрического поля, лежащему в интервале значений, для которых в принципе возможна генерация „ = f{E), Е„ = 1{Ж), соответствует пороговое значение .п(). И наоборот, для каждого заданного значения магнитного поля имеется пороговое значение


Рис. 7.16. Область значений электрического и магнитного полей, в которой наблюдалось стимулированное испускание в p-Ge с Na - Nd =

= 7-10

(А. А. Андронов, Ю. Н. Нозд-рин, В. Н. Шастин, 1986 г.)

10 »10*Тл

Мощность и КПД генерации. Наибольшая мощность генерации 10 Вт получена на p-Ge с КПД, равным 10~. Ограничения, накладываемые на величины электрического и магнитного полей (см. формулу (7.7)), и чрезвычайно низкий КПД не позволяют получать мощной генерации, хотя объем активной среды достаточно большой. Почти вся энергия накачки переходит в тепло, и температура образца повышается на 20...25 К. Повышение температуры снижает инверсную населенность подзон. Тем не менее слабая генерация наблюдалась и при 80 К.

Зависимость мощности генерации от величины электрического поля при = const и магнитного поля при = const показана на рис. 7.17. Образец p-Ge с концентрацией примеси 10 см~ помещался в оптический резонатор с коэффициентами отражения /1 = 0,98 и Г2=\-Вакуумный зазор А/ = 50 мкм (см. вставку на рис. 7.17) играл роль селектора продольных мод. Наибольшая длина волны генерации могла быть только Я, = 2А/=100 мкм. Более коротковолновое излучение с X, = 2A s, где s = 2, 3, 4, ..., не возникало из-за отсутствия достаточного усиления в этом спектральном диапазоне. В описываемом опыте генерируемое излучение распространялось в направлении, перпендикулярном к плоскости (#, Ж).

Как видно из рисунка, зависимость мощности генерации от накачки в определенных интервалах значений А и близка к линейной, что представляется весьма ценным для практического использования длинноволнового инфракрасного излучения.

Тонкая структура спектра излучения. Первоначально в спектрах генерации длинноволнового инфракрасного излучения фиксировались полосы шириной 10...20 см~.




3,5 iO 4,5 5,0 5,5 9.кВ/см

/О mfAlm

Рис 7 17 Зависимость мощности генерации p-Ge от электрического

(а) и магнитного (б) полей. Н. .„зз.е-ко„с.р.ки.я .зо„.ора,Л.Н.Во.«ье. Ф. И. Осок„„, В. И. С.афеее,


0,1 Ш-

9,2t0hlwi

1.6 к В/см

100 120 IZ/CM

Рис 7 18 Спектры генерации двух образцов p-Ge размерами 0,7Х5Х Х50мм (0-1) и 2X5X50 мм (0-2) (Ю. А. Митягин, А. В. Муравьев, В. Н. Мурзин и др., 1986 г.)

Повышение разрешающей способности спектральных приборов позволило обнаружить тонкую структуру полос. Они состоят из большого числа линий, ширина которых примерно равна 0,1 см" и не превышает порядка спектрального разрешения прибора. Если не применять мер для селекции мод, то генерация реализуется на неаксиальных модах, испытывающих отражения не только от зеркал резонатора, но и от боковых граней, как в оптическом мнкрорезонаторе (см. §5.4).

Спектры генерации двух образцов p-Ge, полученных с высоким разрешением, показаны на рис. 7.18. Электри-

ческие контакты наносились на грани, расстояние между которыми равно 5 мм. Длина образцов одинаковая (50 мм). Из сравнения рис. 7.18, а и рис. 7.18, б видно, что увеличение толщины образцов с 0,7 до 2 мм приводит к соответствующему уменьшению расстояния между модами. С ростом накачки спектр генерации смещается в сторону больших частот (рис. 7.18,6,0). При относительно низких уровнях возбуждения в образце 0-1 наблюдалась одна линия генерации шириной Av~0,l см~. Мощность генерации при этом была равна 0,05...0,1 Вт, частота следования импульсов 10...50 Гц. При определенном соотношении величин W и Ж получается одна узкая линия генерации (рис. 7.18, г).

Эти характеристики излучения показывают, что полупроводниковые лазеры на горячих носителях могут найти применение в высокоразрешающей спектроскопии дальнего ИК диапазона.

Вопросы и задачи

7.1. Когда впервые был реализован стримерный разряд в полупроводниках? 7.2. Назовите пять типов неполного электрического пробоя полупроводников. 7.3. Сформулируйте критерии возбуждения стримерных разрядов. 7.4. Опишите звезду стримеров в гексагональных и кубических кристаллах. 7.5. Как изменяется картина неполного электрического пробоя с повышением уровня дефектности кристалла и с изменением температуры? 7.6. Как с помощью стримерных разрядов определить полярность поверхности пластин? 7.7. Какое влияние оказывает внешнее излучение на стримерные разряды? 7.8. В чем отличие стримерной люминесценции от одно-и двухфотонной фотолюминесценции? 7.9. Чем определяется кристаллографическая ориентация стримерных разрядов? 7.10. Полупроводник с £g = 2,4 эВ, тл = 0,155 т находится в постоянном электрическом поле с напряженностью 0 = 8-10* В/см. Рассчитайте время туннелирования электрона из валентной зоны в зону проводимости Тт, если постоянная кристаллической решетки а = 0,58 нм.

7.11. В результате электрополевого возбуждения стримерным разрядом энергия электрона увеличилась на 2,5эВ, а его волновой вектор изменился на 10** см. Найдите скорость движения головки стримера Vc-

7.12. Сформулируйте восемь признаков самоорганизованных структур. 7.13. Как взаимодействуют между собой два пересекающихся стримера? 7.14. Как выглядит картина ближнего поля генерации стримерного лазера с плоским резонатором? 7.15. Толщина полупроводниковой пластины 20 мкм, сечение активной среды стримера 2 мкм. Коэффициенты внутренних оптических потерь



[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