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

чается интенсивным световым излучением с энергией фотонов, превышающей ширину запрещенной зоны. При оптической накачке полупроводника в качестве источника накачки обычно используют излучение другого лазера. Так, для оптической накачки InSb и InAs применяется излучение инжекционного лазера на GaAs. Дело в том, что для оптического возбуждения полупроводникового лазера жела­ тельно использовать источник возбуждения с узким спектром (лазер как раз и является таким источником) и частотой излучения, несколько большей ширины запрещенной зоны. Применение источников с широ­ ким спектром излучения менее эффективно вследствие сильного по­ глощения излучения широкого спектра полупроводниковым материа­ лом. В этом специфика оптического метода возбуждения в полупровод­ никах. Напомним, что для возбуждения квантовых генераторов на ионных кристаллах и стеклах используются некогерентные источники накачки с широким спектром.

Для оптической накачки полупроводниковых лазеров оказывается возможным использовать и двухфотонное оптическое возбуждение, при котором энергия кванта накачки примерно равна половине ши­ рины запрещенной зоны. Так, для оптической накачки лазера на CaAs использовался лазер на неодимовом стекле, а для оптической накачки лазера на CdS — рубиновый лазер. При возбуждении оптиче­ ской накачкой удается получить наибольшую импульсную мощность излучения для полупроводникового лазера — 200 кет.

Пока наиболее распространенным веществом для полупроводни­ ковых лазеров является GaAs, хотя не очевидно, что это вещество наи­ лучшее. Но используются и другие полупроводниковые материалы.

§ 9.8. Сверхбыстродействующие логические элементы на основе полупроводниковых лазеров.

Разрезной диод

щего излучения полупроводниковые лазеры значительно им уступают. Даже высокий коэффициент полезного действия, который принци-

242

пиально возможно реализовать в полупроводниковом лазере, сейчас не может считаться только его привилегией, так как уже реализованы газовые лазеры с коэффициентом полезного действия около 30% (лазер на (Ю2 ). Однако полупроводниковые лазеры являются очень миниатюрными (их размеры составляют доли миллиметра и меньше) и обладают очень большим быстродействием. Эти качества резко вы­ деляют полупроводниковые лазеры среди других лазеров. Именно

но точно установить так, чтобы излучение лазера 1 проходило через активную область лазера 2 (напомним, что ширина активной области всего несколько микрометров). Эта трудность отсутствует в схеме рис. 9.8, б, где оба лазера сведены в один. Для этого в электриче­ ском контакте лазера со стороны /^-области сделан пропил и к каждой

243

из частей контакта подведен свой питающий ток. В литературе такой лазер называется разрезным диодом. Незаштрихованные грани ла­ зерного диода отполированы и служат зеркалами резонатора. Исполь­ зовать схему рис. 9.8, б в качестве логического элемента «НЕ» можно следующим образом. Пусть плотности токов через части диода выбра­ ны такими, что в направлении / возникает генерация. Если изменить токи через части диода (можно менять только ток через часть / ) , то в диоде может возникнуть генерация в направлении 2 (стрелками показано выходное излучение). При этом генерация в направлении 1 исчезнет.

Наконец, на рис. 9.8, в показан лазер (разрезной диод), у которого отполированы всего две грани, и части лазера, через которые текут токи плотностей j x и /2 , представляют собой по существу два лазера в общем резонаторе. В отличие от этого на рис. 9.8, б полировалось

через диод в нем могут существовать два устойчивых состояния. Одно состояние диода лежит ниже порога генерации и при работе в этом состоянии излучение диода некогерентно. Второе состояние диода лежит выше порога генерации и при работе в нем излучение диода когерентно. Перевод из одного состояния в другое может быть совер­ шен, если на диод попадает импульс электромагнитного излучения. Такая си:тема может быть использована, например, как триггер.

§ 9.9. Теория разрезного диода

Используем простую модель коэффициента усиления и выясним некоторые свойства разрезного диода. Решение этой задачи должно также дать представление о том, как рассчитываются характеристики полупроводниковых квантовых генераторов.

Используем для вывода коэффициента усиления, как и. раньше, формулу (9.6), но сделаем в ней замену переменных. Введем новую

ника, из которого мы будем исходить. На рисунке показаны квази­ уровень Ферми для электронов WFe, квазиуровень Ферми для дырок WFP И ширина запрещенной зоны A.W.

244

при температуре абсолютного нуля (Т — 0). Это значит, что все энер­ гетические уровни в «хвосте» зоны проводимости вплоть до квазиуров­

зоне и зоне проводимости, естественно, меняются. Будем следить за нижним концом стрелки, ибо его предельные положения определяют пределы интегрирования. Очевидно, эти предельные положения тако­ вы:— WFP — самое нижнее (стрелка 2), а верхнее 0 (стрелка 3), если излучаемый квант имеет достаточно малую энергию и верхний конец стрелки 3 не достает еще до квазиуровня Ферми WFE, когда ее нижний конец уже достиг края валентной зоны. Если же энергия излучаемого кванта достаточно велика и верхний конец стрелки уже достиг квази­ уровня Ферми W F C , а нижний конец ее при этом лежит еще ниже края валентной зоны (стрелка 4), то верхним пределом интегрирования является WF. — W.

245

Возьмем интеграл в выражении (9.14):

G ( W ) = U ? 0 £ H n > P o P n x

Запишем равенство (9.15) в несколько другом виде. Для этого учтем, что при 7 = 0 концентрация электронов Ne может быть выра­ жена через параметр легирования Wo и квазиуровень Ферми для элек­ тронов WF, таким образом:

Wp

Обсудим некоторые особенности полученного коэффициента уси­ ления и коэффициента усиления полупроводниковых лазеров вообще. Нетрудно видеть [см. формулу (9.18)], что переменная ѵ по существу

это некоторая постоянная. Что же касается плотности электронов Ne, то она зависит от плотности тока через /?-/г-переход и может сильно изменяться.

246