Байбородин Ю.В. Основы лазерной техники (1988) (1151949), страница 40
Текст из файла (страница 40)
Если поместить вырожденный полупроводник в оптический резонатор, в котором полученные фотоны вновь и вновь проходят через кристалл, создавая каждый раз новые лавины фотонов, то при каждом проходе полоса частот энергии родившихся фотонов будет сужаться вследствие резонансных свойств резонатора. Электроны и дырки в полупроводнике обладают свойствами свободных частиц, т, е. подчиняются законам классической механики. Как и свободные электроны, они имеют массу ив и импульс р' =- 2Етв. Строго говоря, это будут эффекгпинная масса и импульс, несколько отличные от подобных же характеристик свободных электронов, причем в некоторых материалах зависимость энергии электронов и дырок вблизи Е, и Е„от импульса является параболической функцией (рис. 9.1, б).
При рассмотрении вынужденных межзонных квантовых переходов необходимо учитывать, что переходы происходят не между двумя отдельными уровнями, а между зонами энергетических уровней. Как показали исследования, у полупроводников баАз, 1пВЬ вершины парабол находятся одна под другой, а у Хпб, Се, 81 они сдвинуты относительно друг друга (8, 13).
Наименьшее расстояние между параболами и является шириной запрещенной зоны ЛЕ. Если рекомбинация электронно-дырочной пары не сопровождается возбуждением или поглощением ф о н о н а (кванта колебания кристаллической решетки), то такой переход электрона в валентную зону называется прямым. В таком случае в соответствии с законом сохранения импульса электрон до и после перехода должен иметь равные импульсы. При непуганых переходах поглощение излучения и ЛЕ/а сопровождается возбуждением или поглощением фонона, т. е.
колебанием кристаллической решетки полупроводника с порцией энергии Еб ау„. Для непрямых переходов требуются меньшие концентрации электронов и дырок в области Е, и Е„и меньшие значения инверсии населенностей в соответствии с условием ПЗ! р — р,л» ЛŠ— ау,„, (9.4) где у„— частота звуковых колебаний решетки, При прямых переходах для рекомбинации необходимо, чтобы электрон и дырка имели почти равные, но противоположные импульсы, отличающиеся на ничтожно малый импульс фотона, т. е, Рз = Рд + Рб.
(9.5) Естественно, такие встречи происходят значительно реже, чем столкновение электронов и дырок с произвольными импульсами. Поэтому неравновесные электроны и дырки имеют достаточно большое время жизни (10~...10 с). 170 ения полупроводниковых лазеРов. схниы н методы нозбудсденн~ " и жекпии носителен рнс ЗЗ Основные вк подложка г эл ектрическне контакты ииж ые грани,' в; З вЂ” полированн з! — и ; ! — Олибденоваи волочек полупРоводник Р.тнп; пол проводнике; 4— а П и пере~~и йпа; г — излучение; 4 — область воабужкеии" 6 — полупровсд~~» л ™"а' за. ге кристалл: 3 — излучеитж низе об всеь; 4 — излучение б ! — Пилиидрическаи линзе г «ристалл; г — воэбуждеки " в: ! — лучок быстрых электронов Для получения инверс и сии в чистом п с и олупроводнике необходимо ыполнения условия (з,— лект онов и дырок и выпо оосд т род э р — ~ ЛЕ.
Чем выше температура кри, о (зд с повышением температуры эл заполп~~ески~ урошш плотность ф б в е пол ово пиковые лазе стре таяний уменьшается, уровни ы легче к зап щенной зоне. Поэтому все у возбуждать при низки к запреще х температурах. ее в емя полупроводниковые лаз р е ы шествующие астоящее ущ к исталлов с прямыми пер х исталсозданы на основе кр пол чении вынужд енного излучения в кр Р6$') чно лах с непрямыми ере одами (тза ать на них, к сожалению, и ощного излучения создать на тличаются друг от друга лишь способами соя с п„ рямы и переходам о и со н тей, т. е. спас а е зда и ожно разбить иа четьр м п изнаку, их м (9) К фцру у р е и с оптической накачкой (рис ис.
9.2): лазеры на р — и п ис. 9.2 в) и наконец, лазеры с нньсм возбуждением (рис, в зб дением (лавинный пробой). аря мым электрическим бозбуж гни иными в настояще е время являются инНаиболее распространен торых при пропускании жекционные ~оду "ровод в пиковые лазеры, в ко жекче езр — п тока римом направлении р ей.
Существуют т ция неравновесных носителей. кт ныг инжекцио нные лазеры, В первых согр уктурньсе и гетерострук ур — и перехода используется о дин, а во вторых — недля создания р — и п сколько полупроводников. 0.2. Принцип действия и конструкци т кция инжекционных пвзеров х пол проводниковых материалах получить В чистых беспримесных полуп„х пол чить ение электронов и дыр юодновременное вырожд енные примеси, легко отда можно. ели вв . Е ести в кристалл определе 171 г, г 1 ге=бы и, (9.7) с 21.
(и — ~ег(~/г(~1 172 щие электроны — д о н о зоны проводимости Е, то м а» Т р ы, которые создают уровни вблизи «ди» о можно создать полупроводники п-типа. ак же можно создать п олупроводники /г-типа, атомы которых легко ские принимают электроны — а к ц е п т о р ы, об о р ы, разующие энергетичеуровни вблизи верхнего края вапентной зоны Е . В п полупроводниках - и п-т оны,.
примесных р- и п-типов увеличением степени легирования довольно просто получить вырождение электронов либо д ырок. соединения полупроводников /г- и и-типов я я тронно-ды очным — а п вляется элекр р — а переходом, который характеризуется потенциальным барьером. В условиях равновесия уровни Фе ми в - и р д совпадают. Электроны и дырки будут рекомбинировать, излучая фотоны только в первый момент соединения, и через малое в емя (10 носители за яда пе е асп р ( с) процесс излучения прекратится так к ак состояние, а овни Фе р р р пределятся и перейдут в новое равновесное ур рми в р- и л-областях будут совмещены.
се может качественно измениться, если к /з — и переходу приложить внешнее нап яж е и п иве е р жение (/„которое снимет потенциальный б р р дет к инжекции, т. е. «впрыскиванию» элект ж, " арь- -области и ды ок из -обл тронов из псм. ис. 9.1, в . р р- асти в область электронно-дырочного перех (, р, ). При этом уровень Ферми для электронов р, в области ода р — и перехода окажется выше «дна» зоны проводимости Е, р дыр в этой же области полупроводника окажется ниже «потолка» валентной зоны Е,. Следовательно, получим одновременно в одной и той же области р — и перехода вырождение электронов и дырок, т. е. выполним условие (ь — (й ) 1»Е. Условие а Ид словие инверсии в р — а переходе выполняется с тем ббльшим запасом, чем выше электрическое поле в переходе, т.
е. чем б протекает через этот переход. реходе, т. е. чем больший ток Минимальный ток, при котором снление и злучення ва счет вынужденных пер вно его потерям в кристалле полупроводника, называется норогооыла. Для получения генерации нужна положительная обратная связь, которая обычно осуществляется за счет отражения от граней самого полупроводникового кристалла (рис. 9.3) либо за счет специальным образом сколотых граней кристалла и внешних зе кал. Учитывая ва условие инверсии населенностей и линейную з мость коэффи иент эфф ц а усиления плотности тока /, текущего в прямом направлении через р — и переход, для порогового значения плотности тока получаем следующую зависимость (8, 23, 24): 1 / р = ~~х + — 1п — ) /6 (т).
(9.6) Параметры рх и б (т) определяются экспериментально при измерении /'„„как функции величин 1/Е или 1и (1/г), где Е— к исталла; г — коз~4 р; — э~4ициент отражения от грани кристалла. Коэф(, где — длина фициент усиления 6 (т) = Вг( Г/А зависит от темпе о т от температуры и степени легирования активной области В, от внутреннего квантового выхода т(е, от степени оптического ограничения Г, равной доле й еле потока излучения, заключенного в пределах активного слоя, и от ного слоя /.
оя, и от толщины активо. Рнс. 9.3, Схемы типовых резонаторов полупроводниковых лазеров: е калами обычный и епсгавипз соответственно; е, е — еелеигивиые е а, б — е внутреггиими еер й (г — егалл р-гипа; 1 — р — и переход; — о 5 — дифракциеииаи ревекка б — линзы. а и иф акциаиипй решетке — кри 3 — пелиреиаииаи грань; 4 — кристалл и-гипо; — ди гп г, — кеаффициеигы етражеиии; Ь вЂ” длина ревеггегпра1 Пример. Длп наилучших гомпсгрукгурных ннжекцнонных лазеров, созданных по современной диффузионной нлн зпнгакснальной технологии, йт — — 3 1Ов...
Оа м г", П (у)= 4...30 и//М Че 1; Г 0,8. Соответствующая плотность порогового тока прн Т = 300 К составляет 1' р ( ... 1 . Момент генерации вынужденного излучения в полупроводниковом лазере надежно определяется как по резкому сужению спектральной линии и расходимости излучения, так и по увелйчению интенсивности генерации.
Физическая природа этого сужения такая же, как и в других т ипах лазеров: усиливаются в активном веществе только те моапи рые соответствуют собственным колебаниям резонатор р ды, котор ". С ный состав ненни условия инверсии населенностей. Спектраль выпол колебания в оптическом резонаторе полупроводннково о р г лазе а не является эквидистантным из-за значительной дисперсии активного вещества.
Расстояние между соседними продольными модами определяется зависимостью где с(п/г(зг — градиент показателя преломления по частотам генерируемого излучения. Если величину Лзг выразить в длинах волн, то для одной продольной моды спектр генерации представит целый ряд узких спектральных линий с расстоянием между ними ь»Х 4 10 мкм.
Типичные значения этой характеристики для полупроводниковых лазеров составля- 1...4) 10 " мкм (рис. 9.4, а). Спектр инфракрасного излучения ют ( ... ) мк 5 (т) лазерного диода в многомодовом режиме в зависимости от и ти от накачки различный (рис.
9.4, б). Расходимость излучения определяется по диаграмме направленности полупроводникового лазера при наблюдении поля излучения в дальней зоне. На рис. 9.5, а изображены главный и симметрично 173 аааг ВЛ44 аж( Л,иаи Вггг в,гм мхлв а Рис. 9.4. Зависимость Рных ф ((н, Л) и спектр выходного излучения 5 (т) лазерного диода: т ниже порога генерации; Г ниже пороге генерации Ри . 9.5. Р с. 9.. Расходимость излучения в дальней зоне (а) и распределение поля ичл ° чеиия в области активного слоя (б) ля ичлу. расположенные боковые лепестки. Угловое распределение интенсивности ! (О) соответствует дифракционной картине, создаваемой щелью шириной й равномерно возбужденного активного слоя. Это означает, что распределение поля излучающей моды Е„ограничено по высоте в направлении, нормальном к плоскости перехода (см.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
