Файл: Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках пер. с англ.pdf

В § 3 гл. 1 было показано, что высокий уровень легирования полупроводников приводит к образованию хвостов в распределе­ нии плотности состояний, обеспечивающих эффективное сужение

диффузионный слой GaAs р-тнпа, з — GaAs п-тнпа, легированный теллуром; б — спектр излучения (импульсная плотность тока J = 15 000 А/смг при 77 К).

ширины запрещенной зоны. В лазерах из GaAs p-область на поря­ док сильнее легирована, чем ?г-область, благодаря чему в р-обла- сти имеет место несколько большее эффективное сужение ширины запрещенной зоны, чем в ?і-области. Другими словами, такой

264 Глава 11. Возбуждение люминесценции и лазерного излучения

р— /г-переход является квазигетеропереходом, поскольку эффек­ тивная ширина запрещенной зоны в области я-типа проводимо­ сти имеет большее значение, чем в p-области. Более того, акцеп­ торы в р-областн образуют широкую зону, благодаря которой квазиуровень Ферми для дырок расположен ближе к краю валент­

ной зоны, чем в случае если бы только разрешенные состояния в валентной зоне были ответственны за размещение высокой кон­ центрации дырок. Это показано на фиг. 11.2.

Вследствие приведенных выше причин люминесценция и гене­ рация лазерного излучения обычно происходят только в р-обла- сти р — ?г-перехода. В некоторых лазерных диодах (фиг. 11.3а),

излучения могут возникать не только в p-области, но при высоком уровне возбуждения и в р+-области. Указанные две области характеризуются различными излучательными переходами, и энергия излучаемых фотонов сильно отличается (1,47 эВ и 1,408 эВ соответственно). Эти две лазерные линии могут наблюдаться

генерации нормальной лазерной линии и когерентного излучения с кѵ большей, чем ширина запрещенной зоны вещества (фиг. 11.4) [2]. Природа излучения с hv Е g пока еще не понята.

это схематически показано на фиг. 11.5. Этот слой может быть источником неосновных носителей для объема полупроводника, если напряжение приложено таким образом, что происходит спрямление поверхностного барьера. Инверсионный слой дейст­ вует в таком случае как квази-/? — ?г-переход.

Родственная техника использовалась для возбуждения люми­ несценции в GaAs п- и р-типа проводимости [3], а также в GaP [4].

qV

Ф п г. 11.5. Инверсионный слой в полупроводнике »-типа проводимости,

а — без смещения; б — с прямым смещением V.

Если к поверхности приложено достаточно большое напряжение, полярность которого обеспечивает истощение основных носите­ лей у поверхности, может возникать лавинный пробой или тун­ нелирование. В таком случае возможно повышение концентра­ ции неосновных носителей у поверхности полупроводника. Когда затем полярность приложенного напряжения меняется на поло­ жительную, неосновные носители начинают рекомбинировать с излучением.

Если I* поверхности приложено синусоидальное напряжение частотой /, то, как показывает анализ [4], максимум плотности неосновных носителей достигается при ft = Ѵ4. После этого в те­ чение четверти периода электрическое поле уменьшается, пре­ кращается пробой и носители текут обратно в обедненный слой. По достижении ft = Ѵг происходит рекомбинация. Так как излу­ чаемая мощность пропорциональна частоте, выгодно использо­ вать полупроводники с малым излучательным временем жизни тг. При проектировании такого прибора нужно учитывать также тот факт, что основные носители должны покидать поверхность за время Td, меньшее четверти периода. Поэтому 1/(4/) должно

может вызвать межзониую ионизацию электронно-дырочных пар. Генерируемые таким образом носители ускоряются электриче­ ским полем и, взаимодействуя с валентными электронами путем столкновений, вызывают лавинное образование электронно-ды­ рочных пар [7]. Часть этих пар рекомбинирует с излучением, но вследствие их высокой кинетической энергии спектр излучения имеет весьма большую ширину. Однако после выключения элек­ трического поля носители термализуются на дно разрешенных зон и спектр рекомбинационного излучения становится узким.

Е

Одним из методов, позволяющим получить ударную иониза­ цию в GaAs, является генерация доменов Ганна в слабо легиро­ ванном материале ?г-типа проводимости [8, 9]. Электроны уско­ ряются электрическим полем g > 2 ,2 - 1 0 3 В/см. Когда горячие электроны приобретают кинетическую энергию, достаточную для заселения непрямой долины, характеризующейся эффективной массой т 2 (фиг. 11.7,а), их подвижность резко уменьшается до величины ц2 = <?т/иг2 и возникает область с высоким сопротив­

лением, или «домен» (фиг. 11.7,6). Большая часть приложенного напряжения падает на домене, обладающем высоким сопротив­ лением. Поскольку толщина домена мала, электрическое поле в этой области достигает достаточной для ударной ионизации вели­ чины (g « 2 -10б В/см) и происходит генерация большого числа электроиио-дырочных пар. Их излучательная рекомбинация при­ водит к образованию источника света, перемещающегося вместе

268 Глава 11. Возбуждение люминесценции и лазерного излучения

с доменом Ганна [8]. При выключении электрического поля (или после прохождения домена) горячие носители термализуются к краям зон и происходят прямые оптические переходы. При изготовлении резонатора Фабри — Перо можно получить коге­ рентное излучение [10]. Хотя имеет место объемный процесс, активная область все же оказывается малой, что проявляется в величине расходимости лазерного пучка, которая составляет около 7° (отсчет от нормали к поверхности).

Генерация лазерного излучения после лавинного пробоя в GaAs была получена в р+рр+-структуре [11]. Здесь лавинный пробой возникает в p-области с большим сопротивлением. Обра­ зующиеся при этом электроны инжектируются в положительно смещенную /Т-область, где они рекомбинируют с излучением когерентного света.

§ 2. ОПТИЧЕСКОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ

При оптическом возбуждении фотоны поглощаются в полу­ проводнике, создавая электронно-дырочные пары, которые затем рекомбинируют, излучая другие фотоны. Эта техника имеет опре­ деленные достоинства, поскольку она позволяет осуществлять возбуждение в веществах, для которых технология изготовления контактов и р — ^-переходов не разработана, а также в веществах с высоким сопротивлением, где электролюминесценция оказы­ вается неэффективной или неосуществимой. Оптическое возбуж­ дение позволяет варьировать конфигурацию области возбужде­ ния и выбирать положение этой области на кристалле. В ряде случаев можно использовать источники излучения с энергией возбуждающих фотонов, близкой к ширине запрещенной зоны (hvi ^ Eg) и, следовательно, близкой к энергии рекомбинацион­ ного излучения. Тогда, если квантовая эффективность процессов поглощения и излучения близка к единице, достигается высокая эффективность преобразования энергии.

Так, Не — Ne-лазер был использован для накачки лазера из CdSe, излучавшего в непрерывном режиме видимый свет с дли­ ной волны 6900 Â (фиг. 11.8) [12].

Как показано на фиг. 11.9, лазер из GaAs вместе с цилиндри­ ческой линзой использовался для накачки лазеров из InSb 113] и InAs [14]. В простом устройстве, представленном на фиг. 11.10, накачиваемый материал приклеивался с помощью тонкого слоя вакуумной смазки к зеркалу резонатора инжекционного лазера

[15].Это обеспечивало оптимальную оптическую связь. Поскольку

влазерах из GaAs можно получать импульсную мощность с еди­ ницы площади более 10е Вт/см2, они удобны для оптического воз­ буждения полупроводников с меньшей шириной запрещенной зоны. Для оптической накачки веществ с более широкой заире-