Теория поглощения и испускания света в полупроводниках - Грибковский В.П.
Скачать (прямая ссылка):
400
димости (§ 22), то для увеличения плотности накачки возбуждаемую пластинку прикрепляют к зеркалу резонатора лазерного диода. Схема поперечного варианта накачки тонких полупроводниковых пластин инжекционным лазером показана на рис. 133 [760].
Для оптического возбуждения генерации в полупроводниках наиболее перспективны лазеры йа растворах органических красителей и других соединениях с перестраиваемой частотой излучения [761—766]. Эти лазеры позволяют производить мощную накачку кристаллов на любой длине волны — от ближней ультрафиолетовой до ближней инфракрасной области спектра. Они оказываются пока незаменимыми при изучении спектральных характеристик нелинейных оптических явлений в полупроводниках [506].
Объем активной среды и мощность генерации полупроводниковых лазеров с оптической накачкой может быть на два-три порядка больше, чем в инжекционных лазерах. Так, в арсениде галлия при однофотонном возбуждении в импульсном режиме получена мощность более 40 кет [767]. По сравнению с интенсивностью излучения в пороге мощность генерации возрастает на четыре-пять порядков, а затем стремится к насыщению (рис. 134). Аналогичная закономерность наблюдалась и в других работах [481].
В отличие от лазеров нар — «-переходах активная среда полупроводниковых квантовых генераторов с оптической накачкой пространственно однородна. В качестве активной среды могут быть полупроводники п-типа, p-типа, слабо и
I -FL
Рис. 133. Схема возбуждения тонких полупроводниковых пластин с помощью инжекционного лазера
26. Зак. 312 401
Рис. 134. Зависимость мощности генерации (в одну сторону) лазера от мощности оптической накачки при Ли = 8281 А, 7' = 80°К, 1=4 мм
сильно легированные образцы или, что наиболее важно, собственные полупроводники. В относительно чистых полупроводниках важную роль в поглощении и испускании света играют экситоны (§ 8, 18). В ряде работ зафиксирована генерация излучения на непрямых экситонных переходах.
Наряду с возбуждением пучком быстрых электронов оптическая накачка позволяет получить стимулированное испускание в тех полупроводниках, для которых еще не разработана технология создания р — n-переходов или гетеропереходов. Кроме того, в пространственно однородном веществе с контролируемой концентрацией примесей значительно проще установить физическую природу оптических переходов.
При любом способе возбуждения возможна генерация на оптических переходах зона — зона, зона — примесь и примесь — примесь. Эти механизмы генерации подробно изучены в теории инжекционных лазеров. Полученные там результаты можно использовать для изучения ПКГ с оптической накачкой. Необходимо только учесть, что в отличие от инжекционных лазеров, в которых скорость возбуждения прямо пропорциональна току инжекции, при оптической накачке коэффициент поглощения активной среды является функцией плотности возбуждающего света (§ 14, 16). В случае однофотонного возбуждения может наступить насыщение поглощения, а при двухфотонном возбуждении коэффициент поглощения растет пропорционально падающему потоку. На примере лазеров с однофотонным возбуждением покажем, как результаты, полученные в теории лазерных диодов, можно применить для рассмотрения закономерностей генерации при других способах возбуждения. Отдельного обсуждения заслуживает экситонный механизм генерации.
Порог генерации с учетом насыщения поглощения возбуждающего света [768]. Рассмотрим вариант накачки, когда возбуждающий и генерируемый свет распространяется во взаимно перпендикулярных направлениях. В этом случае можно первоначально ограничиться исследованием генерации тонкого слоя, в пределах которого интенсивность накачки постоянна. В пластинчатых лазерах толщиной 1—2 мкм такой слой будет охватывать весь генерирующий объем.
4
402
В стационарном режиме генерации справедливы равенства RB = Rr + Ял + Q, КуС (о>г) = кп, (25.1)
где RB — скорость возбуждения; RT, #л и Q — по-прежнему скорости генерации, люминесценции и безызлучательной рекомбинации.
При накачке достаточно узкой спектральной линией скорость Rn просто выражается через коэффициент поглощения на частоте возбуждения o>i и плотность потока возбуждающего света:
RB = Г —— к (со, S) S (со) dco — —^— «((Oj, S) S. (25.2) J hco hcOj
<0
С ростом накачки коэффициент усиления активной среды растет. Минимальное значение S = Sn, при котором удовлетворяется условие /Сус(о)г) —кп и Rr—0, будет порогом.
Расчеты и экспериментальные данные по инжекционным лазерам, приведенные в § 20, показывают, что максимальный коэффициент усиления в линейном приближении выражается формулой (20.25).
Из сравнения скоростного уравнения (25.1) с соответствующими уравнениями для инжекционных лазеров (20.3) следует, что эти уравнения переходят друг в друга, если произвести замену {ц"— 1)
Яв jled.
Следовательно, для тех механизмов рекомбинации, для которых справедливо (20.25), при оптической накачке и отсутствии резонатора будем иметь
Sc(®) = Pi(*B-*2)- (25.3)
Здесь параметры (5, и R°B соответствуют аналогичным параметрам для инжекционных лазеров:
