Файл: Страховский Г.М. Основы квантовой электроники учеб. пособие.pdf

Г Л А В А 9

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ

Первые полупроводниковые лазеры были созданы в 1962 г. почти одновременно несколькими группами исследователей на основе р-п-ие-

водниковых лазеров (оптическая накачка, возбуждение электронным пучком).

Отличительными чертами полупроводниковых лазеров являются малые размеры, высокий к. п. д. преобразования энергии накачки в энергию излучения и быстродействие. Под быстродействием пони­ мается не только осуществление модуляции излучения лазера с боль­ шой частотой, но и возможность создания быстродействующих логи­ ческих элементов для электронно-вычислительной техники.

В этой главе будут разобраны физические основы и особенности работы полупроводниковых лазеров. Основное внимание будет уделе­ но инжекционным лазерам. Так называют полупроводниковые лазеры, методом возбуждения которых является инжекция носителей через /7-я-переход. Первые полупроводниковые лазеры были именно инжекционными. Следует отметить, что происходящие в них процессы го­ раздо сложнее чем, например, в лазерах на основе ионных кристаллов и стекол. Это связано с тем, что индуцированное излучение происходит здесь в узкой области, где полупроводник переходит от n-типа к р- типу (р-п-переход); оптические и электрические свойства полупровод­ ника в пределах этой области заметно меняются. Чрезвычайно важным для процессов индуцированного излучения является сложная кине­ тика переноса заряженных носителей через р-п-переход.

§9.1. Элементарные сведения

ополупроводниках

Полупроводники могут быть монокристаллическими, поликри­ сталлическими, аморфными и жидкими веществами. Наибольший инте­ рес представляют полупрородниковые монокристаллы. О них и будет идти речь ниже.

Известно, что энергетический спектр идеального полупроводнико­ вого кристалла (кристалл без дефектов и примесей) состоит из широ­ ких полос разрешенных состояний электронов — зоны проводимости и валентной зоны, разделенных зоной запрещенных состояний (за­ прещенная зона). И в валентной зоне и в зоне проводимости энерге­ тические состояния электронов образуют практически непрерывный спектр.

В идеальном полупроводниковом кристалле при температуре абсо­ лютного нуля все электроны находятся в валентной зоне (она полностью занята электронами). Зона проводимости полностью свободна (в ней нет электронов). В этом случае полупроводник не может проводить электрический ток и является изолятором. При ненулевой температуре часть электронов за счет теплового движения переходит из валентной зоны в зону проводимости, а в самой валентной зоне в результате такого перехода появляются свободные места — дырки. Дырка эквивалента частице с положительным зарядом.

Чем выше температура полупроводника, тем больше электронов в зоне проводимости и тем больше дырок в валентной зоне. Если теперь (идеальный полупроводник при ненулевой температуре) к полупровод­ нику приложить напряжение, то через него потечет электрический ток.

Вобразовании тока принимают участие не только электроны в зо­ не проводимости, но и дырки, так как они позволяют электронам менять свое положение в валентной зоне, не переходя в зону проводи­ мости (или, что то же самое, в валентной зоне происходит движение дырок). Поэтому и электроны и дырки называются носителями тока. Отметим, что в идеальном полупроводниковом кристалле число элек­ тронов в зоне проводимости и число дырок в валентной зоне в точности равны.

Вполупроводнике, у которого часть атомов исходного вещества заменена атомами других элементов (так называемый примесный полу­ проводник) картина заметно отличается от описанной выше, ибо су­ щественную роль начинают играть примеси. Во-первых, кроме ва­ лентной зоны и зоны проводимости, появляются дополнительные энер­ гетические уровни, лежащие в пределах запрещенной зоны. Примеси

торых расположены близко к зоне проводимости (соответствующие уровни носят название донорных).'Доноры легко отдают электроны в зону проводимости. Акцепторы—это примеси, энергетические уровни которых расположены близко к валентной зоне. Акцепторы легко за­ хватывают электроны из валентной зоны, оставляя там дырки. Отме­ тим, что как правило, уровни примеси локализуются вблизи соответ­ ствующего центра, тогда как энергетические состояния в зонах принад­ лежат всему полупроводнику. Энергетический спектр примесного полупроводника показан на рис. 9.1. Здесь, кроме зоны прово­ димости и валентной зоны, показаны пунктиром три примесных уровня.

228

Второе отли'чие примесного полупроводника заключается в том, что число носителей тока определяется в нем в основном примесями.

основными носителями тока. Такие полупроводники носят название полупроводников /j-типа.

§ 9.2. Неравновесные состояния в полупроводнике. Излучательная рекомбинация

при межзонных переходах

Все сказанное в предыдущем параграфе относилось к полупровод­ нику, в котором носители находились в состоянии теплового равнове­ сия. В частности, например, в рассуждениях о появлении в идеальном полупроводнике тока (или проводимости) при температуре выше абсо­ лютного нуля основную роль играло появление электронов в зоне проводимости за счет теплового движения, т. е. по существу за счет установления теплового равновесия между зонами, соответствую­ щего положительной абсолютной температуре. Для создания лазеров полупроводники в состоянии теплового равновесия непригодны. Не­

Привести полупроводник в такое состояние можно по-разному. В полупроводниковых лазерах для этой цели практически используют­ ся три способа: 1) облучение полупроводника внешним излучением достаточно высокой частоты (оптический метод возбуждения); 2) об-

229

лучение полупроводника электронным пучком; 3) использование внешнего электрического поля. В последнем случае наиболее эффек­ тивным является использование р-п-перехода.

Рассмотрим процесс излучательной рекомбинации (рекомбина­ ция — это процесс, приводящий к исчезновению пары свободных но­ сителей — электрона и дырки) в полупроводнике с неравновесной концентрацией носителей. Вообще говоря, энергия, освобождающаяся при рекомбинации, реализуется в виде одного из трех основных про­ цессов: рождения фотона (излучательная рекомбинация), нагревания решетки (образование фононов), увеличения кинетической энергии свободных носителей (рекомбинация Оже). Лазерное излучение свя­ зано с первым из этих процессов, т. е. с излучательной рекомбинацией. Обратимся снова к рис. 9.1. Излучательная рекомбинация в полупро­ воднике может происходить в результате межзонных переходов (стрелка с номером /) и переходов из зоны на примесный уровень (стрелки с номером 2). На рисунке показана рекомбинация через акцеп­ торный уровень. При этом электрон совершает излучательный пере­ ход на акцепторный уровень, а затем рекомбинирует с дыркой в ва­ лентной зоне. Кроме того, рекомбинация может идти через донорный уровень, когда электрон из зоны проводимости переходит на донор­ ный уровень, а оттуда совершает излучательный переход в валентную зону. Наконец, излучательная рекомбинация может идти через оба примесных уровня (стрелки с номером 3).

Займемся прямыми межзонными переходами, т. е. межзонными переходами, при которых квазиимпульс электрона не изменяется. Именно этот случай реализуется в материале ûaAs.

§ 9.3. Условие существования отрицательной температуры

в полупроводниках для случая прямых межзонных переходов

В гл. 1, рассматривая систему дискретных уровней (два уровня), мы выяснили, что для того, чтобы активная среда с этими рабочими уровнями обладала усилительными свойствами, необходимо в системе рабочих уровней создать отрицательную температуру. Изучим вопрос о возможности усиления электромагнитного излучения полупровод­ ником. Отличительной чертой полупроводника является то, что в процессе взаимодействия с электромагнитным излучением могут при­ нимать участие не только два узких энергетических уровня (как в ла­ зерах), но и целый спектр энергетических уровней.

Обратимся к рис. 9.2 и рассмотрим процесс усиления электромаг­ нитного излучения частоты ѵ (фотонов с энергией hv) при межзонных переходах.

На рисунке показаны два энергетических состояния: одно в зоне проводимости (2), другое — в валентной зоне (/); расстояние между ними по частоте равно ѵ. Введем функцию распределения электронов

230

по энергиям / (г), а число фотонов с энергией hv в полупроводнике обозначим /V*. Тогда для изменения числа фотонов N% за счет взаимо­ действия только с состояниями 2, 1 можно напи­ сать следующее уравнение:

Иначе, скорость измерения числа фотонов за счет индуцированного

хождения электрона в состоянии / в валентной зоне /„ (1), вероятности

tf$pB(l)Pc(2)Ml)[l-/c(2)].

В уравнении (9 . 1 ) каждый из членов правой части имеет также

множитель пропорциональности w$, который одинаков для обоих

членов.

231