Теория поглощения и испускания света в полупроводниках - Грибковский В.П.
Скачать (прямая ссылка):
На рис. 82 построен график зависимости энергии излучения, прошедшего через смешанный кристалл CdSo,6Se0,4, or энергии падающего ультракороткого импульса (т^2-10~и сек) неодимового лазера, работавшего в режиме самосинхронизации мод [489]. До некоторого порогового значения энергии падающего излучения пропускание образца составляет менее 10~3. Затем наступает резкое увеличение прозрачности, пропускание увеличивается более чем на два порядка. При возбуждении такого же образца импульсами с длительностью 3-10-8 сек вообще не удалось зарегистрировать прошедшего излучения.
В случае двухфотонного поглощения коэффициент поглощения вначале должен расти пропорционально S (см. (16.12)), а затем вследствие самоиндуцированной прозрачности уменьшаться. Результаты расчета зависимости коэффициента двухфотонного поглощения приведены на рис. 83 [488].
Качественно эффект самоиндуцированной прозрачности можно представить так. Передний фронт светового импульса, встречая на своем пути резонансную среду, переводит ее в возбужденное состояние. Возвращаясь в исходное состояние, среда отдает энергию на заднем фронте импульса. Такая перекачка энергии возможна, если длительность импульса меньше «фазовой памяти» среды, и приводит к уменьшению скорости распространения импульса более чем на порядок.
Снижение скорости распространения пикосекундного импульса излучения неодимового лазера до 4-108 см/сек наблюдалось в арсениде галлия при 77 °К [490, 491].
ПО6, Ззк
120
80
ВО
40
20
Рис. 82. Зависимость энергии ультракороткого импульса света Е, прошедшего через кристалл __ CdS0,6Seo,4, от энергии падающего излучения
ТТТ ' в [}юч,дж Ео [489]
272
J *»WV 1 VlillUi U iltjl IJU I 1 1^ I l 1171 4 I Ui 1U У 1
параметра импульса Пунктирная кривая для некогерент-
I
ного взаимодействия ультракоротко- Ш
го импульса с GaAs [488]
200\ \
100 N.
о\____________.
1 10
го зо в0
Опыты показывают, что достаточно нарушить хотя бы одно из условий (16.18), (16.19), как эффект самопрозрачности исчезает. Энергия и длительность импульса счета задаются режимом работы лазера. Величину Т2 в газах варьируют путем изменения давления газов. В полупроводниках значение Тг резко уменьшается с повышением температуры, поэтому са-мопрозрачность легче наблюдать при низких температурах. Зависимость пропускания образцов CaAs от т исследована в работах [492, 493]. Теоретически этог вопрос рассмотрен в [494].
Зависимость пропускания плоскопараллельных пластин от интенсивности света. Формулы (13.20) — (13.23), (14.11),
(15.27), (16.12), дающие зависимость коэффициента поглощения от плотности потока возбуждающего света, справедливы для тонкого слоя, в пределах которого можно пренебречь зависимостью интенсивности возбуждающего света от глубины его проникновения. Если толщина слоя равна d, то условие применимости этих формул можно представить в виде /cd<C 1. Так как к зависит от частоты и интенсивности возбуждения, то эго условие может часто не выполняться. Поэтому для интерпретации экспериментальных данных обычно выводятся формулы, которые связывают параметры вещества с плотностями потоков, падающих на переднюю стенку пластины конечной толщины S0 и вышедшего из него 5<j.
Пусть возбуждающий свет падает перпендикулярно плоскости пластинки, вдоль оси х. Так как учет влияния отраженного света на мощность поглощения чрезвычайно усложняет задачу, то будем считать, что на заднюю поверхность фильтра нанесены просветляющие покрытия и ее коэффициент отражения R' равен нулю. Современные методы позволяют уменьшить коэффициент отражения полупроводников с 30 до 0,01% [495]. Если коэффициент отражения передней стенки, расположенной в точке х=0, равен R, то S(0)=S0(1 —
§ 17. НАСЫЩЕНИЕ ПОГЛОЩЕНИЯ
В КОНЕЧНЫХ ОБЪЕМАХ ВЕЩЕСТВА
18. Зак. 312
273
—R).*Задача сводитс'я к нахождению интенсивности света в точке x=d.
Как было показано в предыдущих параграфах, ослабление или усиление света в пластинке связано с различными механизмами оптических переходов в полупроводниках. Кроме того, в веществе могут быть оптические неоднородности, рассеяние света на которых характеризуется коэффициентом рассеяния р. Обозначая сумму всех коэффициентов поглощения, усиления и рассеяния одной буквой K(S), дифференциальный закон Бугера представим в виде
Он справедлив как в линейной оптике, где К не зависит от интенсивности возбуждающего света, гак и в области нелинейной оптики и означает, что ослабление света в бесконечно тонком слое dx равно поглощению и рассеянию свега в этом слое.
Для слоя толщины d = x2—Х\ уравнение решается методом разделения переменных:
Если K(S) =кине зависит от S, то из (17.2) следует обычный интегральный закон Бугера
установленный экспериментально еще в 1729 г. Найдем интеграл (17.2) для нескольких наиболее важных частных случаев [496].
1. Предположим, что р = 0, а коэффициент поглощения выражается формулой (14.11). Тогда из (17.2) для Х[ = 0 следует:
dS (я) = — К (S) S (х) dx.
(17.1)
S(.v,)
S(d) = S( Q)e~kd,
(17.3)
(17.5)
274
Если эффекты насыщения отсутствуют (а = 0), то из (17.5) вновь следует интегральный закон Бугера (17.3). При aSCl для всех значений 5 от S(d) до 5(0) вместо (17.5) можно пользоваться более простым соотношением
