Лекції з електрорадіо вимірів

1.

Введение

.

Напівпровідникові лазери від газових і твердотільних тим, що котрі випромінюють переходи відбуваються у напівпровідниковому матеріалі не між дискретними енергетичними станами електрона, а пари широких енергетичних зон. Тому перехід електрона із зони провідності в валентну зону із наступною рекомбинацией призводить до випромінюванню, лежачому у досить широкому спектральному інтервалі і що становить кілька десятків нанометрів, що значно ширше смуги випромінювання газових чи твердотільних лазеров.

2. Створення инверсной населеності в полупроводниках.

Розглянемо власний напівпровідник. У разі термодинамічної рівноваги валентна зона напівпровідника заповнена вщерть електронами, а зона провідності порожня. Припустимо, що у напівпровідник падає потік квантів електромагнітного випромінювання, енергія яких перевищує ширину забороненої зони hv>Eg. Падаюче випромінювання поглинається в речовині, оскільки утворюються электронно-дырочные пари. Поруч із процесом освіти электронно-дырочных пар протікає процес їх рекомбінації, що супроводжується освітою кванта електромагнітного випромінювання. Відповідно до правила Стокса — Люммля енергія излученного кванта менше проти енергією генеруючого кванта. Різниця між тими енергіями перетворюється на енергію коливального руху атомів кристалічною грати. У разі термодинамічної рівноваги ймовірність переходу з поглинанням фотона (валентна зона — зона провідності) дорівнює ймовірності излучательного переходу (зона провідності - валентна зона).

Припустимо, у результаті якогось зовнішнього впливу полупроводник.

виведено з стану термодинамічної рівноваги, причому у ньому створено одночасно високі концентрації електронів у зоні провідності і дірок в валентної зоні. Електрони переходить до стан із деякою енергією Fn поблизу стелі валентною зони. Вже згадана ситуація ілюструється діаграмами, наведеними на рис. 1. Оскільки стану поблизу дна зони провідності заповнені електронами, проте стану з енергіями поблизу стелі валентною зони заповнені дірками, то переходи з поглинанням фотонів, що супроводжуються збільшенням енергії електронів стають неможливими. Єдине можливими переходами електронів в полупроводнике в умовах є переходи зона провідності - валентна зона, що супроводжуються рекомбинацией электронно-дырочных пар і испусканием електромагнітного випромінювання. У полупроводнике створюються умови, у яких відбувається посилення електромагнітної хвилі. Інакше кажучи, коефіцієнт поглинання виходить негативним, а розглянута ситуація відповідає стану з инверсной щільністю населенности.

Потік квантів випромінювання, енергія яких міститься не більше від hv=Ec-Ev до.

hv=Fn-Fp, поширюється через збуджений напівпровідник беспрепятственно.

Задля реалізації процесу излучательной рекомбінації необхідні дві умови. По-перше, електрон і дірка повинні локалізуватися лише у й тієї точці координатного простору. По-друге електрон і дірка повинен мати однакові за значенням і протилежно спрямовані швидкості. Інакше кажучи, електрон і дірка би мало бути локалізовано лише у й тієї точці k-пространства. Оскільки імпульс що утворюється внаслідок рекомбінації электронно-дырочной пари фотона значно менше проти квазиимпульсими електрона і дірки, то тут для виконання закону збереження квазиимпульса потрібно забезпечити рівність квзиимпульсов електрона і дірки, що у акті излучательной рекомбинации.

Оптичним переходами зі збереженням квазиимпульса відповідають вертикальні в k-пространстве (прямі) переходи. Збереження квазиимпульса у процесі излучательного переходу може рассматриватся як квантомеханическое правило відбору (у разі, як у акті излучательной рекомбінації не беруть участь треті частки, наприклад, фонони чи атоми примесей).Невертикальные в k-пространстве (непрямі) переходи мають значно меншу ймовірність проти прямими переходами, позаяк у цьому випадку потрібно збалансувати певний разностный квазиимпульс dk (рис. 2).

Отже щоб одержати излучательной рекомбінації необхідний прямозонный напівпровідник, наприклад, GaAs. Взагалі, дотримуючись суворої теорії можна довести, що инверсная населеність можлива лише за умов Ec-Eg.

Широко використовуваними практично способами створення инверсной населеності є: 1) порушення з допомогою инжекции неосновних носіїв через p-n — перехід; 2) порушення електронним променем; 3) порушення у сильному електричному поле.

3. Лазери на гетеропереходах.

Найбільш легко і ефективно інверсія населеності буває у p—n-переходах з допомогою инжекции электронов.

Відомо, що у сильнолегированных (вырожденных) напівпровідниках, коли одному й тому значенням енергії відповідають різні електронні чи діркові стану, в pі n-облбластях рівні Фермі перебувають у межах дозволених зон і за тепловому рівновазі ці рівні для електронів і дірок збігаються (рис. 3, а). У сфері p—n-перехода утворюється потенційний бар'єр, який дозволить переходити основним носіям із зони до зони. Якщо до переходу докласти напрузі U у напрямку, то потенційний бар'єр у області p—n-перехода зменшується на значення енергії, відповідної цьому напрузі. Зазвичай, це напрузі виявляється докладеним переходити, унаслідок чого рівновагу носіїв струму порушується. Якщо за тепловому рівновазі розподіл електронів і дірок можна було описати з допомогою квазиуровня Фермі, за наявності докладеної електричного поля заповнення станів потрібно розглядати окремо для зони провідності і окремо для валентною зони. При включенні прямого усунення виникає дифузний потік електронів через p—n-переход, що прагне підняти квазиуровень Фермі Fn для електронів в p—n-области до неї в n-области. Инжектированные електрони після диффундирования на невеличке відстань, обумовлений дифузійної довгою, рекомбинируют з дірками; внаслідок виникає стаціонарне стан, у якому швидкість рекомбінації електронів з точністю збалансована швидкістю їх инжекции. Цілком аналогічні міркування й у дірок в валентною зоні. За наявності стаціонарного стану становище квазиуровней Фермі обох типів носіїв у сфері переходу змінюється (рис. 3, б). Основні носії витягуються з контакту, щоб забезпечити умова нейтральності. Нині лазерні діоди переважно виготовляють з GaAs чи Ga1-xAlxAs. Структура лазерного діода на p—n-переходе представлена на рис. 4. Зазвичай p—n-переход.

формується шляхом эпитотсиального вирощування шару p-типа на підкладці n-типа. Електричний струм є джерелом енергії накачування, яка потрібна на створення інверсії населеності в активної зоні, пов’язаної з p—n-переходу. Дві паралельні торцевые поверхні виготовляються шляхом відколу по кристаллографической осі до роботи на ролі дзеркал резонатора і шляхом створення позитивної оптичної зворотний зв’язок, яка потрібна на генерації випромінювання. З огляду на великого показника заломлення напівпровідникового матеріалу коефіцієнт відображення від граней становить 30—35%. Бічні межі лазерного кристала мають нерівності, щоб придушити поперечне небажане поширення света.

До основними параметрами лазерного діода ставляться спектр частот випромінювання (оптичні моди), граничний струм, вихідна потужність випромінювання та ефективності роботи. Коли струм проходить через лазерний діод, то світло генерується з допомогою інверсії населеності у вигляді спонтанного і стимулированного випромінювань. У результаті відображення від торців світло багаторазово проходить через активну область й переважно посилюється стимулированным випромінюванням. Усередині лазерного діода встановлюється стояча хвиля із числом полуволн між торцевыми поверхнями. Модовое число m задається числом полуволн.

m=2Ln/Lw,.

де L — відстань між торцями; n — показник заломлення; Lw —довга хвилі випромінювання в вакуумі. Модовое поділ можна встановити, узявши похідну dm/dLw. Тогда.

dm/dLw=-2Ln/ Lw2+(2L/ Lw)(dn/ dLw).

При dm=-1, що він відповідає втрати однієї полуволны в резонаторе, одержимо вираз для модового разделения:

dLw= dLw2/{2L[nLw (dn/ dLw)]}.

Спектр випромінювання лазерного діода показаний на рис. 5. Зазвичай є кілька.

поздовжніх мод, мають довжини хвиль поблизу піка спонтанної емісії. Модовое разделние для напівпровідникового лазера з урахуванням GaAs становить dLw =0.3 нм. Щоб лазер працював у одномодовом режимі, необхідно у спосіб придушити небажані бічні моди, залишивши основну центральную.

Лазерний діод не відразу починає випромінювати при додатку щодо нього напруги від зовнішнього джерела. При малому струмі має місце спонтанне випромінювання (рис. 5) із шириною спектра випромінювання на кілька сотень мікрометра. Принаймні наростання струму накачування у сфері p—n-перехода створюється високий рівень інверсії населеності і випромінюється більше світла. Окремі фотони багаторазово проходять суворо у площині p—n-перехода і перпендикулярно до торцям діода посилюються. З зростанням струму накачування испускаемое діодом випромінювання істотно звужується одночасно по ширині спектра і з просторової расходимости. Коли стається індуковане випромінювання, інтенсивність випромінювання збільшується з допомогою освіти великої кількості электронно-дырочных пар в одиницю часу. Спонтанний випромінювання придушується через те, що спочатку фотони повторюють себе за проходженні крізь активну область. Випромінення лазерного діода, отримане при плотностях струму вище порогового, є когерентными. У цьому форма кривою спектрального розподілу різко змінюється від широкої кривою розподілу спонтанної емісії 1 до кривою з кількома вузькими модами 2 (рис. 5).

Значення порогового струму залежно від природи матеріалу і геометричних параметрів можна з наступних міркувань. нехай у області p—n-перехода існує светоизлучающий шар товщини D, який більше товщини d шару з инверсной населенностью. Тоді можна припустити, що із усіх існуючих электронно-дырочных пар тільки п’яту частину d/D залишається в активної області й може брати участі в индуцированном излучении.

Поклавши, що світлова хвиля поширюється в кристалі і кожну торцевую поверхню падає світловий потік потужністю P. s, а коефіцієнт відображенні від торця p. За наявності лазерного випромінювання твір pPs експоненціально збільшується залежно від довжини активної зони L. Існуючі втрати світловий хвилі значно перекриваються лазерним посиленням з допомогою індукованого випромінювання. Кожен торець діода випромінює світло потужністю Pвых/2=(1-p)Ps. Якщо µ [см-1[см-1] — коефіцієнт втрат для хвилі у її поширенні в кристалі, а H [см-1] — коефіцієнт посилення, то потужність залежно від пройденого хвилею відстані вздовж активної області будет.

P=pPsexp[H (d/D)-µ]z.

Посилення хвилі відбувається у сфері з инверсной населенностью, тому величину М необхідно помножити на d/D, тоді як втрати мають місце з усього обсягу і тому коефіцієнт µ немає такого множника. Тоді під час проходження кристала довгою L будемо иметь:

P=pPsexp[H (d/D)-µ]L;

ln (1/p)=[H (d/d)-µ]L.

Отже, умова лазерного випромінювання має вид.

H (d/D)=µ+(1/L) ln (1/p). (1).

Коефіцієнт посилення H пов’язані з щільністю инжектированного струму. Вислів для величини М будет.

H=gLw2 I/(8¶en2dV), (2).

де для GaAs при кімнатної температурі квантова ефективність g=0.7, довжина хвилі випромінювання в вкууме Lw=9.0· 10−6 див, показник заломлення n=3.34 при Lw; V — ширина смуги спонтанного випромінювання, V=1.5· 1013 c-1; e — заряд електрона; d —товщина активної області, d=10−4 див; I — щільність инжектируемого тока.

Вислів (2) справедливо для допорогового струму. Підставляючи (2) в (1), поучим.

(gLw2I)/(8¶en2VD)=µ+(1/L) ln (1/p). (3).

Ліва частину — у вираженні (3) описує посилення хвилі за прохід, а права частина — втрати. З (3) нейдем значення порогового струму, достатні покриття потерь:

I=(8¶en2VD)/(gLw2I)(µ+(1/L) ln (1/p)). (4).

Cлагаемое (1/L) ln (1/p) визначає втрати на випромінювання. Коефіцієнт відображення може бути виражений через коефіцієнт пропускання T=1-p, і тоді разложение.

ln[1/(1-T)] до кількох має вид.

(1/L) ln (1/p)=(1/L) ln[1/(1-T)]=(1/L) [T-(T2/2)+ (T3/3) — (T4/4)+…].

Принебрегая членами високого порядку поТ, найдем.

(1/L) ln (1/p)=T/L.

Тоді вираз (4) уявімо в виде.

I=(8¶en2VD)/(gLw2I)(µ+T/L). (5).

Формула (5) справедлива для наближених розрахунків. З формули (5) слід, що з зменшення I необхідно зменшувати D і найоптимальнішим умовою буде D=d. Але практично це основна умова важко здійснити на звичайному лазерному диоде, оскільки генерируемая на околиці p—n-перехода світлова хвиля поширюється у активної області, але й її межами, де немає виконуються умови инверсности населеності. Ще однією причиною яких є те, що частина инжектируемых електронів, володіючи великий довжиною вільного пробігу, протаскує активну частину p—n-перехода і бере участь у освіті электронно-дырочных пар. З цих причин необхідно обмежити зону поширення генерованого світла, і инжектируемых електронів й забезпечити умови, щоб ці процеси протікали лише у активної області. Бажані властивості оптичного обмеження можна отримати на гетеропереходных структурах. Найпростішим є лазер з одинарним гетеропереходом (ОГ), представлений на рис. 6, а. Випромінюючий p—n-переход утворюється між GaAS і Ga (1-x)AlxAs у вигляді спеціальної технологічної обробки. Якщо концентрації домішок приблизно однакові обох боках p—n-перехода, то инжекционный струм існуватиме з допомогою електронів, инжектируемых в шар p-типа, оскільки ефективна маса електронів на менший ефективної маси дірок. Тому шар инверсной населенностью перебуватиме в p-GaAs, товщина якого порівнянна з довгою дифузії инжектирумых електронів. Отже, область інверсії населеності обмежене завтовшки, де й відбувається рекомбінація електронів з наступним излучением.

У ОГ-лезере оптичне обмеження приміром із одного боку, звідси бажаного результату т. е. підвищення ефективності роботи гетеролазера, реалізується частково, тож у ОГ-лазера значення порогового струму вище, ніж в лазера з подвійним гетероструктурой (рис. 6, б). Оскільки вдалося зменшити значення порогового струму у ОГ-лазера, це дозволило використати його роботу пі кімнатної температурі, але у імпульсному режимі накачування. У безупинному режимі накачування при кімнатної температурі працюють лазери з подвійним гетероструктурой (ДГ).

Товщина активного шару ДГ-лазера становить менше 1 мкм. У цьому з усього прошарку створюється инверсная населеність. Якщо ОГ-лазерах товщина активного шару порівнянна з довгою дифузії инжектируемого електрона, то ДГ-лазерах товщина менше цієї довжини. З іншого боку, вДГ-лазерах забезпечується оптичне обмеження з обох сторін активної зони. Ця обставина призводять до того, що ДГ-лазеры є високоефективними приладами й характеризуються мінімальним пороговою струмом, що дозволяє здійснювати безперервну накачування електричним струмом при кімнатної температуре.

Заради покращання вихідних характеристик гетероструктурного лазера у процесі отримання гетероструктури створюють умови, щоб забезпечити обмеження носіїв заряду в активної області. Для структури, зображеною на рис. 6, б, діаграма энергитических зон приведено на рис. 7. Через те, що ширина забороненої зони у напівпровідника більше коштів у області зі збільшенням концентрацією атомів Al, виникають змішання у зоні провідності на p—p±переходе (dEc) й у валентної зоні на n—pи.

n+—p-переходах (dEv).

Коли до такої структурі прикладається пряме напруга усунення, електрони инжектируются з nв p-область. Стрибок зони провідності на p—p±границе розділу на dEc забезпечує енергетичний бар'єр для инжектируемых електронів, виробляючи цим обмеження в p-области і кількість ймовірність їх рекомбінації з дірками. Стрибок валентної зони на n—p-переходе dEc підвищує вже наявний потенційний бар'єр, що перешкоджає инжекции дірок в n-область, поліпшуючи цим инжекционную ефективність. Отже, у подвійний гетероструктури має місце тенденція обмеження як основних, і инжектируемых неосновних носіїв в активної зоні. Це забезпечує сприятливі умови щоб одержати ефективнішою инверсной населеності. Отже ДГ-лазеры забезпечують вищі вихідні характеристики проти ОГ-лазерами, і більше проти гомопереходными лазерами. Порівняння технічних характеристик показує, що якщо в гомостктурного лазера порогова щільність струму дорівнює 104 А/см2 при квантової ефективності 10%, те в ОГ-лазеров порогова щільність струму дорівнює 103 А/см2 при квантової ефективності 40%. Ці лазери працюють лише у імпульсному режимі. У ДГ-лазеров порогова щільність струму дорівнює 700— 800 А/см2, а квантової ефективність становить 55%. Ці лазери працюють у безупинному режиме.

Проте в ДГ-лазеров велика кутова расходимость променя (20— 40°) у площині, перпендикулярної до площині переходу, через дифракції світла тонкому активному шарі, тоді як в гомоструктурных і ОГ-лазеров кутова расходимость становить 15— 20°. В усіх розглянутих типів лазерів кутова расходимость променя у площині переходу не перевищує 10°.

4.

Литература

.

1). До. І. Крилов, У. Т. Прокопенко, У. А. Тарлыков «Основи лазерної техніки «. Машинобудування 1990 год.

2).П. Р. Елисеев «Введення ЄІАС у фізику инжекционных лазеров».

Лазери на гетеропереходах.