Файл: Федоров, Н. Д. Электронные и квантовые приборы СВЧ учебник.pdf

Это приводит к быстрому лавинообразному росту мощности излу­ чения. Рубиновые ОКГ с жидкостными пассивными затворами по­ зволяют получить импульсы излучения длительностью около 10-8с с энергией несколько джоулей.

§ 12.7. Полупроводниковые ОКГ

Условия получения инверсной населенности в полупроводни­ ках. В полупроводниковых ОКГ используется инверсная населен­ ность, получаемая в полупроводниках с одним или различными ти­ пами проводимости (р—п-переход).

Предположим, что половина валентных электронов, находив­ шихся на уровнях вблизи потолка ё в валентной зоны, перешла в зону проводимости и расположилась на энергетических уровнях вблизи нижнего края ё пр зоны проводи­ мости. Если после этого еще некоторое количество валентных электронов перей­ дет в зону проводимости на те же уров­ ни, то получится состояние с инверсией населенности. Идеальным было бы со­ стояние (рис. 12.24), когда верхние уровни в области 2 полностью заполнены электронами проводимости, а нижние в области 1 полностью свободны от ва­ лентных электронов, т. е. полностью за­ полнены дырками. В этом случае инвер­ сия населенности была бы наибольшей.

Формально полупроводник, в кото­ ром большинство уровней в области 2 зоны проводимости занято электронами,

а в области 1 валентной зоны — дырками, можно назвать вырож­ денным одновременно для электронов или дырок, в то время как обычно удается создать либо электронные, либо дырочные вырож­ денные полупроводники.

Предположим, что в полупроводник попадает фотон с энергией / і ѵ , большей ширины запрещенной зоны А ё0, но меньшей Аё — ве­ личины, соответствующей границам областей 2 и 1, заполненных электронами и дырками:

При этом условии вынужденные переходы из области 2 в область 1 с испусканием новых фотонов возможны, а обратные переходы с поглощением энергии кванта падающего фотона невозможны, так как «некому» переходить (нет валентных электронов в области 1) и «некуда» переходить (заняты уровни в области 2), т. е. создаются наиболее благоприятные условия для получения вынужденного излучения. Если энергия падающего фотона hv > Аё, то начнется

216

поглощение квантов и возникнут переходы из области 3 валентной зоны, где есть валентные электроны, на свободные уровни области 4 зоны проводимости.

В вырожденном электронном полупроводнике верхняя гра­ ница заполненной электронами области 2 в зоне проводимости при­ близительно совпадает с уровнем Ферми для электронов ё Рп, а в вырожденном дырочном нижняя граница заполненной дырками

иусловие (12.14) для получения вынужденного излучения запишем

ввиде

воднике вследствие процесса рекомбинации электронов и дырок. Рекомбинационное излучение имеет спонтанный характер, т. е. фотоны распределены хаотически по времени, направлению и по поляризации. «Спонтанные» фотоны вызывают вынужденное излу­ чение, однако для получения самовозбуждения необходимо обеспе­ чить многократное прохождение излучения через среду с инверсией населенности. Достигается это созданием отражающих поверх­ ностей на торцах полупроводникового образца.

В полупроводниковых ОКГ можно получить очень большую инверсию населенности и высокое усиление на единицу длины вследствие высокой концентрации частиц в твердом теле. Поэтому длину образца полупроводника можно уменьшить до долей милли­ метра, а требования к величине коэффициента отражения зеркал снизить.

В полупроводниках возможны следующие методы получения ин­ версии населенности: инжекция носителей через р—«-переход (инжекционные ОКГ), электронное, оптическое возбуждения и воздей­ ствие сильного электрического поля. Наибольшее распространение

ческая диаграмма такого р—«-перехода в состоянии равновесия, т. е. при отсутствии внешнего напряжения, а следовательно, и тока через переход. Уровни Ферми &Рп и $Рр в обеих областях совпадают. Приближенно можно считать, что в п-области электроны проводи­ мости располагаются на уровнях между «дном» зоны проводимости $ пр и уровнем Ферми ЩРп, а в р-области дырки — между «потолком» валентной зоны ё в и уровнем Ферми $Рр. В состоянии равновесия не может быть инверсной населенности.

217

Энергетическая диаграмма для случая, когда к р—п-переходу приложено прямое напряжение U0, показано на рис. 12.25,6. Понижение потенциального барьера на U0 увеличивает ноток элект­ ронов из п-области и поток дырок из p-области через переход. Через р—я-переход потечет ток и вблизи перехода установится некоторое распределение неравновесных носителей заряда.

Известно, что при неравновесном состоянии теряет смысл по­ нятие уровня Ферми, которое позволяет рассчитать распределение носителей по энергетическим уровням и полную концентрацию носителей в зонах только в состоянии равновесия. Однако для опре­ деления концентраций носителей в неравновесном состоянии можно воспользоваться прежними формулами, если вместо уровней Ферми

ввести «квазиуровни» Ферми для электронов и дырок. Вдали от пере­ хода (рис. 12.25,6), где сохраняется равновесное состояние, при­ менимы обычные уровни Ферми &Fn и &Fp. В области перехода где имеются неравновесные носители, существуют два квазиуровня Ферми — для электронов ë Fn и для дырок ë Fp. Обычно предпо­ лагают, что в пределах перехода до пересечения линии &Fn с грани­

с уровнем Ферми &Fp. Соответственно кривая квазиуровня для ды­ рок &Fp поднимается и сливается с уровнем Ферми Щрп.

В некоторой области перехода с шириной б одновременно ве­ лико количество электронов проводимости в группе уровней Л(опр и дырок в группе уровней Аёв. Поэтому в области б распределение носителей зарядов подобно распределению на рис. 12.24 и в ней можно получить инверсную населенность.

Кроме того, в этой области перехода наблюдается наиболее ин­ тенсивная рекомбинация электронов и дырок, так как скорость ре­ комбинации пропорциональна произведению концентраций элект­ ронов и дырок, а они в рассматриваемой области одновременно ве­ лики. Рекомбинация электронов и дырок в переходе сопровожда­ ется спонтанным излучением с энергией, большей ширины запре­ щенной зоны (/іѵ > А$о).

218

С увеличением внешнего напряжения U0 растут концентрации электронов и дырок в области 8-перехода, увеличивается инверсия населенности и число спонтанных переходов. При некотором поро­ говом напряжении (или токе через переход), когда вынужденное излу­ чение, вызванное спонтанным излучением, достаточно для компен­ сации потерь света в материале полупроводника и в отражающих поверхностях, наступит генерация. Выходное излучение получив­ шегося ОКГ когерентно. Таким образом, р—н-переход при малых токах является источником спонтанного излучения, а при токах более порогового — источником когерентного излучения.

Пороговое значение тока сильно зависит от температуры и кон­ центрации примесей. Понижение температуры облегчает вырожде­ ние полупроводника и, следова­ тельно, уменьшает пороговый ток.

ОКГ на арсениде галлия обычно работают при температуре жид­ кого гелия (4,2° К) или жидкого азота (77° К). В настоящее время появились ОКГ, работающие при комнатной температуре. Экспери­ ментально установлено, что изме­ нение температуры от 4,2° К до комнатной может привести к уве­

личению плотности порогового тока до 100 раз. При комнатной температуре плотность порогового тока доходит до ІО5 А/см2. Кон­ центрация примесей очень сильно влияет на плотность порогового тока, особенно при низкой рабочей температуре. С ростом темпера­ туры различие в пороговых плотностях тока при разных концен­ трациях примеси уменьшается.

Наибольшее распространение получил инжекционный ОКГ на основе врожденного арсенида галлия (GaAs), конструкция кото­ рого показана на рис. 12.26. Две грани полупроводника перпенди­ кулярные к плоскости р—и-перехода и образуют после полировки зеркала резонатора. Две другие грани наклонены к плоскости р—п-перехода, чтобы не создавать в этом направлении условий для самовозбуждения. Размеры сторон полупроводника порядка не­ скольких десятых долей миллиметра. Излучение ОКГ выходит из узкой области р—п-перехода перпендикулярно параллельным граням полупроводника.

Выходное излучение инжекционного ОКГ имеет большую угло­ вую расходимость вследствие дифракционных явлений в резонаторе. Пусть толщина области р—п-перехода, в которой происходит ге­ нерация б = 1 мкм, а расстояние между зеркалами L = 0,1 мм. Тогда число Френеля по формуле (12.4) при Х=1 мкм А = 82AL = 10~2. При таком малом числе Френеля дифракционные потери велики, а угловая расходимость составляет 5—6 град. Однако в другой плоскости (в плоскости р—п-перехода) угловая расходимость меньше

219