Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
Здесь T — абс. темп-ра, S и S т. и. квазиуровни Ферми. Образно ґойоря, электройы «скатываются» [:**¦ ко «дну» зоны нроводимости Zi., а дырки «всплывают» к «потолку валентной зоны Sv раньше, чем рекомбинируют между собой. Время жизни избыточных носителей, ограйиченное рекомбинацией, само по себе довольно мало (10-8— IO"8 с), однако оно существенно превышает время свободного пробега и время, необходимое для! термалнзации носителей. Это спра-' ведливо и в том случае, когда; используется накачка активной среды быстрыми электронами, нс< ходная энергия к-рых составляет 10* — IO6 эВ. Электроны накачки порождают лавину вторичных неравновесных электронов и дырок, . термалнзующихся к краям своих: зон. Время релаксации электро-' нов большой энергии также очень ї мало из-за возможности расхода | энергии на ионизацию (порожде- ? ние вторичных пар) и на генера- %¦ цню ВЧ-фононов.
Состояние возбуждённой полу-1 проводниковой среды, при к-ром имеется избыток концентрации I. носителей, распределённых, одна- ? ко, в осн. в соответствии с фер- і мневскнмн ф-циями /, и /д, на-1 зывают квазнравновес-н ы м, подчёркивая тем самым | эиергетич. равновесность внутри каждой зоиы прн отсутствии равновесия между зонами.
Мерой отклонения от равновесия концентрации носителей при квазиравновеснн служит разность і квазиуровней Фермн AF = 4r — ! — S . Вынужденные излучат, пе-1 реходы преобладают над переходами с поглощением, | если вероятность заполнения электронами верхних ,і рабочих уровней превышает вероятность заполнения f ими ниж. уровней. Это условие сводятся к следующему I неравенству:
>АгВ*
J____L
ю
20 40
Л,мкм
/,(/+fcv»l-/a(«r),
(3)
где S — энергия ннж, состояния (в валентной зоне), /-J-Av — энергия верх, состояния (в зоне проводимости); величина 1 — /д(^) представляет собой вероятность заполнения соответствующего состояния электроном. С учётом (2) для квазиравновесия условие (3) может быть выражено в виде
(4)
hv
(5)
А
/.= l+exp
SzL
кТ
-Г; ь-
1+ ехр
hT
¦Г
(2)
AF>k\,
и поскольку для межзониого перехода то одноврем. выполняется условие
AF>Sg.
Неравенство (5) является условием инверсии для межзонных переходов. Инверсия населённостей может быть получена и для переходов между зоной и примесным уровнем илн прнмеснымн зонами в легиров. полупроводниках, и даже между дискретными уровнями примесного центра (напр., П. л. на внутрицент-ровом переходе в InP, легированном Fe, работающий на длине волны 2,7 мкм при 2 К). Созданы также излучатели когерентного дальнего ИК-излучення, работающие прн инзкой темп-ре в режиме коротких
Ir
Рис. 3. Полосковый инжекпионный лазер: а — обший вид в сбор* ке; б—схема; в — сечеиие вблизи активной области (АО).
импульсов на внутрнзонных переходах в окрещённых электрич. н магн. полях.
Состояние инверснн достигается благодаря действию интенсивной накачки н в случае мёжзонных переходов' выполняется прежде всего для рабочих уровней, находящихся на самых краях обеих зон (в снльноле-гиров. полупроводниках — для уровней в «хвостах» Зон, протягивающихся в номинально запрещённую зону). Это объясняет справедливость соотношения (I) для большинства лазеров, т. е. объясняет связь энергии фотона лазерного излучения с шириной запрещённой зовы излучающего полупроводника (Av ss #g). Все факторы, оказывающие действие на ширину запрещённой зоны полупроводника (темп-pa, давление, магн. поле), влияют на длину волны лазерного излучения П. л. и одноврем. на показатель преломления среды. Это позволяет осуществлять перестройку длины волны лазерного излучения, напр, для спектроскопия, делен. C др. стороны, для получения лазерного излучения Ba фиксиров. длине волны необходимо предпринимать меры для её стабилизации, поддерживая иа пост, уровне темп-ру, ток накачкн и т. п.
Условие пнвероии может быть выполнено для фотонов В век-рой спектральной полосе (рис. 4). Для получения эффекта лазерной генерации оптич. усиление должно компенсировать все потери потока фотонов в пределах лазерного резонатора, образуемого обычно собственно активной средой и зеркальными плоскостями.
Рнс. 4, Спектральный контур полосы оптического усиления в полупроводниковом лазере.
Такая компенсация достигается прежде всего вблизи -максимума усиления, если не применена дополнит, «вентральная селекция, смещающая рабочую частоту лазера. На пороге генерации должны быть выполнены Дйа условия — компенсация энергетнч. потерь за счёт - оптпч. усиления и наличие положит, обратной связи /Mi счёт частичного (или полного) отражения оптич. по-
тока от зеркал обратно в активную среду. Если, R — коэф. отражения и К — коэф. усиления на длине активной среды между зеркалами, то условие генерации имеет внд
КП>Л (6)
(при включении накачки для накопления фотонов в резонаторе необходимо выполнить условие KR > 1 в стационарном режиме, если пренебречь вкладом спонтанного излучения KR —> 1). Для естеств. плоской поверхности полупроводникового кристалла, иапр. GaAs, R 0,32 (если внеш. среда — воздух или вакуум}. Следовательно, для возникновения генерации оказывается достаточным A' 3, что легко можно получить на сравнительно малой длине активной среды (100 — 300 мкм), еслн учесть, что показатель усиления в полупроводниковой среде легко достигает значеннй IO2-IO3 см'1.
