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

296 Глава 12. Процессы с участием когерентного излучения

жидкостях [33], каждый порядок должен был бы излучать в от­ дельном конусе, коаксиальном с излучением первого порядка и падающим пучком. Однако в полупроводнике этот конус может быть несколько искривлен вследствие возможной анизотропии дисперсионных характеристик оптических фононов и возможной анизотропии показателя преломления.

Напомним, что при экстремально малой величине вектора им­ пульса, когда оптические фононы являются поляритонами, была получена дисперсионная кривая, подобная фотонной дисперсион­ ной кривой. Рамановское рассеяние на поляритонах происходит только под очень малым углом к падающему световому пучку, так как к0 должно быть очень мало. Тогда, если к0 уменьшается, рамановское рассеяние переходит от процесса взаимодействия двух фотонов и фонона к трехфотоииому процессу рассеяния [34]. Поляритоны позволяют получить также вынужденное раманов­ ское рассеяние [35].

2. Брнллюэновское рассеяние |36]

При бриллюэновском рассеянии излучение взаимодействует с акустическими волнами в полупроводнике. Акустические фононы могут генерироваться термическим путем, падающими фотонами или иным способом, например элек­ троакустически; электроакустиче­ ский эффект будет рассмотрен в сле­

дующем параграфе.

Ф п г. 12.17. Брнллюэновское рассеяние.

Сохранение импульса отражено в соотношении между волновыми векторами.

Продольная акустическая волна состоит из чередующихся через одинаковые интервалы областей повышенной и понижен­ ной плотности. Такая периодическая структура действует как решетка, движущаяся со скоростью звука. Свет рассеивается этой решеткой точно так же, как рентгеновские лучи кристалличе­ ской решеткой (фиг. 12.17). Такая аналогия позволяет ожидать, что будет происходить полное брегговское отражение, когда излу­ чение отражается от плоскости волнового фронта акустической волны. Это происходит при угле скольжения Ѳ, определяемом формулой

излучение выходит под углом 2 Ѳк направлению падающего пучка. Зависимость угла 0 от длины волны акустического колебания может быть использована для отклонения светового пучка. Чтобы вызвать желаемое отклонение, вещество возбуждается электро­ акустическим преобразователем, питаемым на соответствующей частоте. Различные отклонения осуществляются путем изменения частоты акустической волны. На практике не­

Выражение (12.4) можно также интерпрети­ ровать как генерацию акустического фонона с последующим излучением оставшейся энергии hvs на более низкой частоте v s. Отметим, что

hvA (*а)

Ф и г. 12.18. Дисперсионные кривые для фотонов и акустических фоиоиов.

Величина hi обычно на три порядка меньше, чем 2 л/а.

при распространении акустической волны навстречу входящему

пучку доплеровский сдвиг увеличивает частоту рассеянного фо­ нона.

Так как дисперсия акустических фононов hvA (кА) позволяет получать непрерывный спектр частот (фиг. 12.18), бриллюэновское рассеяние приводит к непрерывному спектру стоксовых и антистоксовых компонент, излучаемых в разных направлениях. Стоксовы компоненты распространяются в направлении падаю­ щего пучка, антистоксовы — в противоположном направлении.

При высокой интенсивности фотонов может возникать вынуж­ денное бриллюэновское рассеяние [37]. Электромагнитная энер­ гия в этом случае превращается в когерентные акустические вол­ ны. Фотон-фононное взаимодействие максимально вдоль оптиче­ ского пучка для акустических волн, распространяющихся в на­ правлении потока фотонов или навстречу этому потоку. Так как фотонные волны и фононные волны когерентны и синхронизованы по фазе посредством гармонической связи, описываемой выраже­ нием (12.3), полупроводник выступает в роли параметрического усилителя.

298 Глава 12. Процессія с участием когерентного излучения

РІспользование лазера позволяет генерировать когерентные фо­ ноны, длина волны которых меняется в пределах от размеров кристалла до нескольких тысяч ангстрем, что соответствует интер­ валу частот о т ~ 100 кГц до нескольких мегагерц.

Так как фононы являются бозонами, число фононов, которые могут генерироваться в когерентной акустической волне (т. е.

излучения рубинового лазера с плотностью фотонов ІО8 Вт/см2 через CdS [39]. Как видно из фиг. 12.19,-при прохождении лазер­ ного пучка, генерирующего фононы вдоль своего пути, вначале возникает небольшое точечное разрушение на задней грани облу­ чаемого кристалла; затем кратер значительно больших размеров, коаксиальный с падающим пучком, развивается на передней облу­ чаемой поверхности. Этот расположенный на передней поверх­ ности кратер обусловлен вынужденным бриллюэновским испус­

терный треск.

§3. О ПТИ ЧЕСКИ Е СВОЙСТВА

ЭЛ ЕК ТР О А К УСТИ Ч ЕСК И Х ДОМЕНОВ

Хотя эффекты, которые будут описаны в этом параграфе, не всегда связаны с когерентным излучением, здесь мы логически продолжаем обсуждение фотон-фононных взаимодействий.

1. Электроакустический эффект [40—42|

Электроакустический эффект представляет собой кооператив­ ное электрон-фононное явление. Когда носители тока под дей­ ствием электрического поля разгоняются до скорости, сравнимой со скоростью звука в материале, они передаютчасть своей кине­ тической энергии решетке в виде фононов. При этом чем больше скорость электронов, тем больше энергии они отдают фононам. Следовательно, после первоначального ускорения скорость элек­ тронов в среднем насыщается вблизи скорости звука vs. Процесс передачи энергии, происходящий вдоль статистического пути электрона, приводит таким образом к нарастанию интенсивно­ сти сопутствующих фононов. В однородном полупроводнике /г-типа проводимости наибольший рост интенсивности фононов обеспе­ чивают электроны, начинающие движение у катода, так как они имеют наибольшую длину перемещения.

Насыщение скорости соответствует уменьшению подвижности и потому увеличению сопротивления. При приложении постоян­ ного напряжения к образцу распределение электрического поля вдоль кристалла изменяется от первоначально однородного к сту­ пенчатому: когда скорость электронов вблизи катода достигает насыщения, увеличивается локальное сопротивление вблизи като­ да, форсируя рост поля в этой локальной области за счет поля в примыкающих областях (фиг. 12.20). Эта область сильного поля, называемая «электроакустическим доменом», перемещается со скоростью звука. Отметим, что, как только начинает образовы­ ваться домен, все возрастающая доля приложенного напряжения падает на домене, где все больше электрической энергии преоб­ разуется в фононы. Следовательно, домен имеет тенденцию к росту