Физика полупроводников - Бонч-Бруевич В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
[ехр Е%' • hij~T ~ n +1] > [ехР ?"Vf~P~ + 1\ • (6'6)
Соответственно условие активности среды, вместо (6.3), теперь будет
F п Fр Eg йсОф,
Следовательно, при непрямых переходах для возникновения активности необходима меньшая разность (Fn — Fp), т. е. меньшая накач-
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
597
ка. Отметим, однако, что это совсем не значит, что для усиления волн выгоднее использовать непрямые переходы. Действительно, величина усиления зависит от темпа вынужденных излучательных переходов, который, при прочих равных условиях, пропорционален вероятности переходов. А эта последняя, как отмечалось выше (§ 5), для непрямых переходов меньше, чем для прямых.
Существенная особенность усиления электромагнитных волн в активных средах состоит в сужении спектрального интервала при усилении. Это происходит по той причине, что коэффициент усиления у внутри полосы усиления (comax — a>min) зависит от со и при некоторой частоте имеет максимум. Поэтому преимущественно усиливаются лишь те частоты, которые лежат вблизи нее, и волна в процессе усиления становится более монохроматической.
Использование вынужденного излучения в среде с инверсной заселенностью уровней лежит в основе квантовых генераторов, или, иначе, лазеров *), предназначенных для генерации когерентных электромагнитных волн. Принцип их работы заключается в том, что активная среда сопрягается с резонатором колебаний и между ними осуществляется обратная связь. Последняя обычно реализуется тем, что в качестве резонатора используют два плоскопараллельных зеркала (оптический резонатор Фабри и Перро), а активную среду помещают между зеркалами резонатора. Тогда усиленная волна, отражаясь от одного из зеркал, снова вступает в активную среду и вызывает усиленное вынужденное излучение, а, следовательно, и cai^a усиливается еще больше. Отражаясь от второго зеркала, волна попадает опять в активную среду и снова усиливается и т. д. Если сделать зеркала полупрозрачными, то часть-энергии волн будет выходить наружу. Кроме того, часть энергии волн теряется вследствие неизбежных потерь в самом резонаторе. Когда выигрыш в энергии волны становится равным суммарным потерям, в резонаторе устанавливаются стационарные автоколебания и все устройство превращается в источник когерентного электромагнитного излучения высокой степени монохроматичности.
В существующих полупроводниковых лазерах активность среды создается за счет инверсного распределения электронов между валентной зоной и зоной проводимости**). Необходимая для инверсии большая концентрация электронов и дырок может быть создана разными способами: инжекцией в р—/г-переходе (инжекционная накачка), освещением сильным (некогерентным) источником света (оптическая накачка), бомбардировкой быстрыми электронами (электронная накачка) и другими приемами.
*) Название произошло от первых букв английской фразы «light amplification by stimulated emission of radiation».
**)' Возможность использования полупроводников для создания активной среды в лазерах впервые была указана в 1958 г. Н. Г. Басовым и Б. М. Вудом.
598
ОПТИКА ПОЛУПРОВОДНИКОВ
[ГЛ. XVIII
На рис. 18.7 показан принцип действия инспекционного лазера. Его основная часть — монокристалл полупроводника, в котором путем надлежащего распределения мелких доноров и акцепторов созданы области р- и «-проводимости. Между ними имеется неизбежная переходная область некоторой толщины d. В слабо легированных полупроводниках создать большую концентрацию электронов и дырок, необходимую для выполнения условия инверсии (6.3), путем одной только накачки трудно. Поэтому р- и n-области делают
Рис. 18.7. Энергетическая диаграмма инжекционного полупроводникового лазера. а) Вырожденный р — я-переход без внешнего напряжения, б) Вырожденный р — и-переход при положительном напряжении, d. — технологическая ширина перехода, / — ширина активной области (Fn — Fp Зг Eg).
сильно легированными, чтобы электронный и дырочный газы в п-и, соответственно, в p-области были вырождены. В этом случае уже без инжекции уровень Ферми в p-области лежит внутри валентной зоны, а в /г-области — внутри зоны проводимости (рис. 18.7, а), отчего выполнение условия (6.3) при накачке облегчается. При приложении к р — п-переходу положительного напряжения (плюс источника на p-области, минус на n-области) происходит инжекция дырок (в /г-область) и инжекция электронов (в p-область). Неравновесные концентрации носителей постепенно уменьшаются по мере удаления от границ перехода и затухают на расстояниях порядка их длин диффузии. Соответственно первоначальный уровень Ферми расщепляется на квазиуровни Fp и Fn, которые изменяются в пространстве так, как показано схематически на рис. 18.7, б. Из рисунка видно, что в окрестности перехода возникает активный слой, в котором Fn ¦— Fp^ Ес — Ev = Eg. Толщина активного слоя / может быть значительно больше d.
а)
4)
§ 7] КОЭФФИЦИЕНТ ПОГЛОЩЕНИЯ ПРИ ПРЯМЫХ ПЕРЕХОДАХ
599
Многократное отражение излучения происходит от двух параллельных полированных граней кристалла, которые играют роль зеркал резонатора. Излучение выходит через узкие полоски, образованные пересечением активного слоя с частично отражающими гранями кристалла.
