Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності



Сторінка2/3
Дата конвертації21.03.2018
Розмір0.57 Mb.
ТипАвтореферат
1   2   3
другому розділі описані результати досліджень по застосуванню іонізуючих випромінювань із метою одержання оптично однорідних напівпровідникових середовищ, на основі яких надалі створюються високоефективні (з малими втратами випромінювання) лазери з накачуванням електронним пучком. Шари GaAs виготовляли методом рідиннофазної епітаксії (РФЕ) у полі гамма-випромінювання й без нього. Такі шари потім опромінювалися швидкими електронами й нейтронами. Використовувалися швидкі електрони з енергією 2,3 МеВ, які генерувалися лінійним прискорювачем «Електроніка» ЕЛП-4. Інтегральний потік електронів Ф, см-2с-1 визначався за формулою:

Ф=6,2·1012·Iэ·t, (17)

де Iэ – струм пучка швидких електронів, мкА; t – час обробки, с.

Збільшення дози опромінення різко збільшує питомий опір матеріалу, зменшує концентрацію носіїв заряду і їх рухливість. Це говорить про введення радіаційних дефектів, які, захоплюючи носії заряду, компенсують вихідний матеріал (рис.1).

Відповідно до експерименту процес виведення носіїв заряду протікає за експонентним законом:

N=N0exp(-KuФе), (18)

де N концентрація носіїв заряду в зразку після опромінення; Кu – коефіцієнт, що характеризує швидкість виведення носіїв заряду (рис. 2).



Рис. 1. Залежність відносної зміни концентрації (а) і рухливості (б) носіїв заряду в арсеніді галію від їх початкової концентрації при опроміненні електронами. Доза опромінення електронами: 1 ( ) – 1·1015 см-2; 2 ( ) – 1·1016 см-2; 3 ( ) – 5·1016 см-2.

Експериментальні точки: - підкладки; - нелеговані епітаксійні шари;

- епітаксійні шари, леговані цинком.

Рис. 2. Залежність швидкості виведення носіїв заряду в арсеніді галію від їх початкової концентрації при опроміненні електронами:

 - епітаксійні шари;  - підкладки.

Опромінення швидкими нейтронами. Використовувався генератор монохроматичного пучка швидких нейтронів типу НГ  150 c енергією 14,5 МеВ. Крім вищеописаних процесів виведення носіїв, при опроміненні швидкими нейтронами відбуваються ядерні реакції з утворенням протонів (n, p) і альфа-частинок (n, α), які приводять до виникнення легуючої домішки:







Використовувалися дози опромінення: I1=3,6·1017, I2=1,5·1018, I3=6,3·1018 нейтрон/см2. При I3 максимальна концентрація домішки складає ~2,9·1017 см-3 (табл. 1).


Таблиця 1

Концентрація легуючих домішок


Вихідний ізотоп

Продукт реакції (легуюча домішка)

N1, см-3

N2, см-3

N3, см-3





1,6·1016

6,9·1016

2,9·1017





1,0·1016

4,5·1016

1,9·1017





2,6·1016

1,0·1017

4,5·1017

Аналогічні ядерні реакції, відбуваються в CdS. Значення концентрації легуючих домішок представлені в таблиці 2.

Крім того, при опроміненні швидкими нейтронами відбувається процес утворення пор. Розроблена модель цього процесу й виведена формула для концентрації пор:


n=0,16 qDvt2Ф/11,7CiCv(CvDvt)3/2 ,

(19)

де С и С - концентрації вакансій і міжвузловинних атомів, що виникли в результаті опромінення кристала; D - коефіцієнт дифузії вакансій; q - фактор Зельдовича, що характеризує відносне число критичних зародків пор, які виживають.

Оцінка цієї величини при Cv~10-1, Ci~5·10-3, Dv~10-4 см2/с, q~1, Ф~1011 см-2с-1, t=1 рiк дає значення n=1,5·1019 см-3. Радiус пор сягає порядку декількох сотень ангстремів. Як згадувалося вище, у всіх досліджуваних кристалах в результаті ядерних реакцій утворюються протони й альфа частинки, які, захоплюючи електрони й зменшуючи тим самим концентрацію вільних носіїв, перетворюються в електрично нейтральні гази - водень і гелій. Опромінені різними дозами електронів і нейтронів кристали GaAs і CdS з різним ступенем легування й типом легуючої домішки, піддавалися термічному відпалу в захисному середовищі (рис. 3). Це привело до поліпшення електричних і оптичних властивостей, рівномірному розподілу домішки по кристалах, а також атомів водню й гелію у порах і, в остаточному підсумку, до поліпшення оптичної однорідності.

Таблиця 2


Значення концентрацій легуючих домішок


Вихідний

ізотоп


Продукт реакції

(легуюча домішка)



N1, см-3

N2, см-3

N3, см-3



,

4,1·1014

1,7·1015

7,1·1015



,

2,9·1014

1,2·1015

5,1·1015





7,8·1015

3,2·1016

1,3·1017





4,1·1015

1,7·1016

7,2·1016





4,0·1015

1,6·1016

4,0·1016





9,5·1013

3,9·1014

1,6·1015





5,3·1014

2,2·1015

9,2·1015





1,2·1016

5,1·1016

2,1·1017



Рис. 3. Залежність питомого опору (ρ), концентрації носіїв заряду (N) і їх рухливості (μ) від температури відпалу для зразків GaAs; А - параметри шару до опромінення нейтронами; В - параметри шару після опромінення нейтронами
Флуктуації показника заломлення на таких зразках склали Δn~10-2–10-6. Для одержання оптично однорідних зразків CdS з Δn~10-1–10-2 і ΔN~1017–1018 см-3 був застосований метод іонної імплантації в сполученні з лазерним відпалом. Використовувався прискорювач іонів «Везувій»-4, товщина зразків була ~ 200-300 мкм із концентрацією неконтрольованих домішок ~1013-1014 см-3. Опромінення проводилося іонами неону (Ne) з енергією Ei=100 кеВ і дозою (1,5-6)·1014 іон/см2. На відміну від опромінення електронами й нейтронами бомбардування іонами приводить до збільшення електропровідності: питомий опір зменшувався від 0,02 до 0,009 Ом·см для різних зразків. Такий характер зміни провідності відповідає збільшенню щільності станів поблизу дна зони провідності. На спектрі поглинання опроміненого іонами неону CdS видно зрушення краю поглинання в низькоенергетичну (довгохвильову) область на 0,6-0,7 еВ (рис. 4, крива 2).

Виявлене збільшення концентрації вільних носіїв було використано для лазерного відпалу таких кристалів.



Рис. 4. Оптична щільність чистого (1) і легованого неоном (2) монокристала CdS.
Розраховано квантовий коефіцієнт поглинання вільними носіями заряду. Квантовий розрахунок заснований на тім, що не можна розглядати окремо процеси розсіювання світла й релаксації носіїв заряду. Існує єдиний квантово-механічний процес за участю трьох частинок: електрона, фотона й фонона або домішкового атома. Задача розглядалася в другому наближенні теорії збурювання, де переходи відбуваються через віртуальні стани системи з врахуванням індукованого випущення світла з випромінюванням або поглинанням фонона. Отримано формули для невиродженого і виродженого випадків , відповідно:
(20)

, (21)

де ω - частота випромінювання ; 0частота оптичного фонона; kпостійна Больцмана; константа полярної взаємодії; Т – абсолютна температура; 1дійсна частина діелектричної проникності.

Для відпалу використовувався СО2 лазер з =10,6 мкм, що працює в безперервному режимі з потужністю Р=4 Вт. Досліджуваний зразок розташовувався у фокальній площині лінзи з BaF2, що фокусує лазерний пучок у пляму розміром 50 мкм. Двохкоординатний столик переміщав зразок щодо нерухомого лазерного пучка. Сусідні лінії сканування перекривалися так, що забезпечувався повний відпал областей перекриття. Швидкість сканування становила 0,5 см/с. Розрахований по формулі (21) коефіцієнт поглинання склав , температура в імплантованому шарі зразка с тановила ∆T = αP/q = 534 С при α = 135 см, Р = 4 Вт і q = 0,5 Дж∙смсК, де q – коефіцієнт теплообміну.

Відкритий механізм лазерного відпалу не є твердофазною епітаксією і відрізняється від відомих у літературі. Обмірювані на отриманих таким чином зразках флуктуації показника заломлення склали n~10-1-10-2.

У третьому розділі розглянуто відпал кристалів GaAs і CdS потужнострумовим імпульсним електронним пучком. Дослідження проводилися на прискорювачі типу «ЕЛІТ 2», що працює в імпульсному режимі з наступними параметрами електронного пучка: енергія електронів E0=0,3÷1 МеВ, тривалість імпульсу струму t=1÷10 нс, частота повторення імпульсів Ω=1÷10 Гц, щільність струму пучка j=20÷300 А/см2 при його діаметрі 8 мм (табл. 3).

Таблиця 3


Електрофізичні і оптичні властивості вихідних зразків до їх модифікації імпульсним електронним пучком

зразка


Δn

ρ,

Ом·см


N,

см-3



μ,

см2/В·с



Nd,

см-2



τ,

с


1. Cd – n

4,51·10-4

3,70·104

15,3·1013

928

7,3·104

4,4·10-9

2. Cd – n

1,42·10-4

2,58·103

7,9·1015

419

6,6·104

2,5·10-9

3. Cd – n

3,53·10-1

1,20·105

1,9·1014

521

4,3·104

4,5·10-9

4. Cd – n

5,33·10-3

2,47·103

2,08·1014

532

3,5·104

3,1·10-9

1. GaAs – p

8,41·10-3

4,55·10-1

1,3·1017

7634

2,1·104

2,0·10-9

2. GaAs – n

6,52·10-2

2,20·10-1

1,2·1018

6351

1,5·104

3,2·10-9

3. GaAs – n

5,74·10-2

1,51·10-1

1,5·1019

5523

2,3·104

4,5·10-9

Після опромінення імпульсним електронним пучком швидкість видалення електронів була мала, в n-типі - KN/Φ~10-1÷10-2 см-1, у р-типі - 0,3 см-1, зате значно покращилися властивості катодолюмінесценції (КЛ) (рис. 5) і зменшився час життя τ випромінювальної рекомбінації нерівноважних носіїв (табл. 4). Незначна зміна електрофізичних властивостей наводила на думку, що більша частина радіаційних дефектів, які виникають у кристалі в процесі опромінення, встигає відпалитися за час імпульсу, тому що поліпшуються не тільки люмінесцентні, але й структурні властивості досліджуваного матеріалу. Це підтверджується дослідженням оптичної неоднорідності, пов'язаної з розсіюванням (зміна показника заломлення ∆n) і поглинанням (зміна показника поглинання ΔK) на дефектах структури (табл. 4).

Рис. 5. Спектри катодолюмінесценції (КЛ) при T=300K n-GaAs (N=1,2·1018 см-3) до опромінення (1); після імпульсного опромінення (Φ=8·1018см-2, j=50 А/см2, E0=700 кеВ) (3); після непереривного опромінення (Φ=1,5·1017см-2, j=10-6 А/см2, E0=700 кеВ) (2).


Експериментальні результати відрізняються від отриманих раніше, а також відомих з літературних даних, згідно яким опромінення GaAs електронами високих енергій приводить до істотних незворотнiх змін електрофізичних і оптичних властивостей. Для з'ясування причин відмінності, були поставлені контрольні експерименти по опроміненню GaAs пучком електронів із щільністю струму j=1 мкА/см2 і енергією E=1 МеВ на слабкострумовому прискорювачі «Електроніка ЕЛП-4». Опромінення проводилося при кімнатній температурі.

Таблиця 4

Електрофізичні і оптичні властивості зразків після їх модифікації імпульсним електронним пучком


зразка


Δn

ΔK

ΔN,

см-3



N,

см-3



μ,

см2/В·с



τ,

с


ΔN/N,

%


1. Cd

2,95·10-6

0,4·10-3

0,2·1013

5,1·1013

1000

3,3·10-9

0,01

2. Cd

0,24·10-6

2,5·10-4

1,5·1015

6,4·1015

449

2,1·10-9

0,23

3. Cd

2,80·10-3

1,4·10-3

0,6·1014

1,3·1014

553

4,7·10-9

0,46

1. GaAs

7,50·10-6

3,5·10-4

0,1·1017

1,2·1017

7841

1,5·10-9

0,08

2. GaAs

1,20·10-4

1,2·10-3

0,1·1018

1,1·1018

6532

2,3·10-9

0,09

3. GaAs

2,10·10-4

2,9·10-2

0,2·1019

1,3·1019

5727

3,8·10-9

0,15

Зразки були вирізані з тих же злитків і приготовлені тим же самим чином, що й для опромінення на прискорювачі «ЕЛІТ-2». Після опромінення потоком 1016-1017см-2, що на порядок менше, ніж на прискорювачі «ЕЛІТ-2», концентрація носіїв різко впала як у нелегованих, так і у легованих кристалів. Швидкість видалення носіїв була велика й становила в легованих зразках ~3,5 см-1 при дозі ~2·1017 см-2. Рухливість після такого опромінення різко впала. Інтенсивність КЛ також різко зменшилася, як у кристалів з великою кількістю дефектів (рис. 5, крива 2). Таким чином, виявлене явище – поліпшення властивостей GaAs після опромінення інтенсивним (потужнострумовим) імпульсним потоком електронів високих енергій – можна пояснити в такий спосіб.

У результаті такого опромінення щільність електронно-діркової плазми різко зростає (~1019-1020 см-3). Це обумовлює такі колективні явища, як екранування радіаційних дефектів електронно-дірковою хмарою й екранування валентних зв'язків у досліджуваному кристалі. Оскільки дифузійна довжина нерівноважних носіїв L~0,2÷1 мкм, і вони можуть переміщатися на сотні постійних гратки, а відстань між дефектами при їх концентрації ~1018÷1019 см-3 становить ~10÷15 постійних гратки, то екранування хімічних зв'язків значно збільшує рухливість цих недосконалостей і приводить до заліковування кристалічної гратки, збільшуючи її оптичну однорідність. Це добре узгоджується з результатами теоретичних оцінок, проведених у першому розділі дисертації. Оскільки імпульсне нагрівання кристала невелике й при тривалості імпульсу t=10 нс становить ΔT=80÷100 °C, а при t=1 нс – ΔT=8÷10 °C, то виявлений новий ефективний вид відпалу можна назвати «iонiзацiйним». Нагрівання кристала протягом імпульсу контролювалося по зсуву довжини хвилі катодолюмінесценції, а також по фазовому зсуву лазерного випромінювання, відбитого від досліджуваного зразка.

У тих же умовах відбувається відпал кристалів CdS: також поліпшуються їх електрофізичні і оптичні властивості (табл. 4). Однак механізм імпульсного відпалу в них, очевидно, інший, ніж в GaAs. Справа в тому, що в CdS, на відміну від GaAs, більш низька міцність кристалічної гратки, яка здатна легко отримувати поліморфні перетворення при невисоких зсувних напругах. Стимулювати такий фазовий перехід основної гексагональної модифікації з граткою типу вюрцит у кубічну типу сфалерит α-CdS → β-CdS можуть термопружні напруги, амплітуда яких при короткочасному впливі потужних електронних пучків (N~1019-1020 см-3) досягає значень ~(1÷2) ·107 Н/м2, достатніх для початку процесу поліморфного перетворення. Результати експериментів показали, що в кристалах CdS, товщина яких порівнянна із глибиною проникнення електронів, відбулися такі фазові переходи α модифікації в β модифікацію. Ці обставини чітко вказують на іонізаційний механізм відпалу.

Таким чином, виявлене значне поліпшення властивостей напівпровідникових сполук GaAs і CdS після опромінення інтенсивним імпульсним пучком швидких електронів є принципово новим. Воно розширює існуючі уявлення про взаємодію потоків заряджених частинок високої щільності й енергії із твердими тілами. При цьому докорінно змінюються раніше існуючі погляди, що така взаємодія незворотньо погіршує властивості напівпровідникових кристалів.

У четвертому розділі розглянуті фізичні процеси у прямозонних напівпровідниках при високих рівнях збудження в екситонній області.

Англійський фізик Невілл Мотт теоретично показав, що при високих рівнях збудження існує критична концентрація нерівноважних носіїв заряду, при якій екситонний стан взагалі не може існувати, тому що інжектовані в кристал носії за рахунок статичного й динамічного плазмового екранування змінюють кулонівський потенціал взаємодії зв'язаних в екситони електронів і дірок При цьому енергія зв'язку екситонів зменшується, а радіус зв'язаного стану збільшується. В остаточному підсумку вони розпадаються на вільні електрони й дірки. Це явище переходу від екситонного газу до плазми електронів і дірок одержало в літературі назву екситонно-плазмового фазового переходу Мотта. Критерій Мотта:


r/aex≤2,5,

(22)

де r=(3/4πNкр)  відстань між частинками; aex – радіус екситону; Nкр – критична концентрація, яка у кристалах CdS має значення Nкр~3·1017 – 2·1018 см 3. Однак, прямого експериментального доказу цього ефекту не було. Для його експериментального доказу було використано метод кількісного визначення часу життя τ від концентрації нерівноважних носіїв τ = τ(∆N), в основі якого лежать методи імпульсної лазерної фазометрії. На рисунку 6 представлена структурна схема експериментальної установки. Використовувалися радіаційно модифіковані кристали CdS товщиною ~3-4 мкм із флуктуаціями показника заломлення Δn~10-5 – 10-6. З рисунку видно: 6 і 8  досліджуваний зразок, що перебуває на хладопроводі кріостата при температурі 80 К і електронно-оптична система, що генерує швидкі електрони ē з енергією Е0=100 200 кеВ і щільністю струму j=20-300 A/см2 для збудження напівпровідникового кристала. Тривалість імпульсу накачування становила ~10-10 с, а частота повторення імпульсів Ω ~ 60 МГц, інша частина установки – оптичний імпульсний цифровий фазометр із дискретною обробкою сигналу. В результаті взаємодії зондуючого випромінювання СО2-лазера (1) із частотою ω з нерівноважними носіями заряду, створеними при збуджені напівпровідникового кристала 6 електронним пучком (ē), відбувається зсув фази Δφ, пов'язаний із зміною показника заломлення кристала Δn:

,

(23)

де х – глибина проникнення електрона в кристал, що залежить від енергії Е0.

У свою чергу:



,

(24)

де n0 – показник заломлення незбудженого кристала.

Рис. 6. Структурна схема установки: 1 – лазер на СО2 з λ=10,6 мкм; 2 - блок живлення лазера; 3 - електрооптичний модулятор; 4 - генератор, що задає; 5 - генератор коротких імпульсів; 6 - досліджуваний напівпровідниковий зразок; 7 - багатопроменевий інтерферометр типу Маха-Цендера; 8 - електронно-оптична система; 9,10,11 - фотоприймальні пристрої; 12 - масштабно-часовий перетворювач; 13 - імпульсний цифровий фазометр; 14,15 - комп'ютери; 16 - генератор високовольтних імпульсів.


У процесі експерименту Δn змінювалося від 1,3·10-2 до 1,1, а ΔN від 1,2·1017 до 1019 см-3, відповідно Вимірювання τ у цій установці зводилося до визначення затримки відображеного від поверхні зразка ІЧ-лазерного випромінювання по відношенню до збуджуючого електронного імпульсу. Тобто, по суті, до вимірювання фазового зсуву Δφ і визначалося формулою:

τ =(1/Ω)tg Δφ.

(25)

Обмірювані значення τ перебували в діапазоні τ=11,5·10-9-1,2·10-9 с. Залежність часу життя τ від концентрації нерівноважних носіїв ΔN (1017-1019 см-3) у кристалах CdS в області низьких рівнів накачування описується кривою з постійною τ =11-12 нс у всьому діапазоні аж до ΔN=7·1017 см-3 і характеризує процес випромінювальної анігіляції вільних екситонів (рис. 7). При концентрації нерівноважних носіїв ΔN=7·1017 см-3 відбувається різкий стрибок, що характерно для фазового переходу, і τ зменшується практично в 1,5 рази, а потім, починаючи з концентрації ΔN=8·1017 см 3, повільно (монотонно) падає з ростом ΔN. Паралельно проводилися виміри спектрів спонтанного випромінювання залежно від рівня збудження (ΔN). Видиме випромінювання збудженого зразка за допомогою телескопічної системи (не зображена на рис. 6) направлялося на вхід спектрально-обчислювального комплексу КСОП-4. На рисунку 8 представлені обмірювані спектри.

Рис. 7. Залежність часу життя τ від концентрації нерівноважних носіїв ΔN в особливо чистих (N~(1,2-1,5) ·1013 см 3) оптично однорідних (Δn~10-6) кристалах CdS.


З рисунка 8 видно, що при рівні збудження ΔN до 7·1017 см 3 спектр представляє звичайне випромінювання А-екситону блакитного кольору із двома фононними повтореннями, а при ΔN=8·1017 см 3 і більше спектр зрушується в зелену область і має вигляд спонтанного випромінювання, характерного для переходів «зона-зона». Це повністю корелює з результатами вимірів часу життя (рис. 6). З рисунків 6 і 7 видно, що випромінювання кристалів CdS при високих рівнях збудження, починаючи з ΔN=8·1017 см 3N>Nкр), виникає в результаті рекомбінації електронно-діркової плазми високої щільності, яка утворилася після розпаду екситонів і відповідає переходам «зона-зона».

Таким чином, експериментальні дані свідчать про наявність екситонно-плазмового фазового переходу Мотта. Слід зазначити, що до досліджень, проведених у даній роботі, в жодній з відомих експериментальних робіт фазовий перехід Мотта не був зафіксований як різкий стрибок, що характеризує перехід від екситонного газу до електронно-діркової плазми.



Рис. 8. Спектри екситонної катодолюмінесценції й рекомбінаційного випромінювання електронно-діркової плазми чистих (N~(1,2-1,5) ·1013 см  3) оптично однорідних (Δn~10  6) монокристалів CdS при 80 К і високих рівнях збудження (зразки № 1,4 табл. 4):

1 – екситонне випромінювання; 2 – випромінювання за рахунок переходів «зона-зона» (ΔN=8·1017 см 3).

Крім того, були отримані фундаментальні рівняння екситонного лазера в системі взаємодіючих екситонів і виведені умови інверсної населеності й генерації. Зазначено принципову можливість створення немессбауерiвського гамма-лазера. Розроблено теорію й технологію створення такого лазера.

У п'ятому розділі були проведені дослідження природи переходів і механізмів генерації в лазерах c електронним збудженням на радіаційно модифікованих оптично однорідних зразках GaAs і CdS. Дослідження проводилися за стандартною методикою на високовольтній вакуумній установці з енергією електронного пучка Е0 = 50 кеВ, тривалістю імпульсу – 10 нс, частотою повторення 100 Гц, при діаметрі електронного пучка 0,8 мм, довжині резонаторів ~0,8 мм, товщині ~0,2 мм. Дзеркала оптичного резонатора створювалися методом відколу. Використовувалася поперечна геометрія накачування. Мінімальна гранична щільність струму jпор. = 0,8-1 A/см2 при 80 К була в кристалах з N=(1  3)∙1018 см-3, при 300 К – jпор = 3 A/см2 у зразках з N=(2  3)∙1018 см  3 (рис. 9). Для визначення типу робочих переходів вивчалися спектри спонтанного й змушеного випромінювання залежно від температури й рівня збудження. З рисунка 10 видно, що при збільшенні рівня збудження максимум смуг випромінювання в n типі зміщався в короткохвильову сторону (зсув Бурштейна-Мосса) E (∆N)=1,50-l,53 еВ (перехід «зона-зона»), E1=1,48-1,5; Е2=1,486-1,50; Е3=1,476-1,478 еВ, а в p типі – у довгохвильову. Лінії Е1, Е2 і Е3 (рис. 10) були обумовлені переходами на акцепторні рівні глибиною 24-26 і ~34 меВ, відповідно, і пов'язані з радiацiйною домішкою iзотопiв цинку й германію.



Pиc. 9. Залежність ККД (а) і порога генерації (б) від ступеня легування телуром оптично однорідного (n~10-4) n-GaAs.
При дослідженні залежності довжини хвилі генерації від рівня збудження ∆N при 300 К на ряді зразків була виявлена зміна механізму генерації (рис. 11): зі збільшенням рівня збудження короткохвильовий пік швидко росте, а довгохвильовий пропадає. Аналогічні два максимуми, але в іншій області спектра, спостерігалися й в p типі. Крім спектральних досліджень, більша інформація про природу переходів була отримана при


Рис. 10. Залежність енергії фотона випромінювання від концентрації носіїв ∆N в оптично однорідному (n~10-4) n-GaAs (а) і схема лазерних переходів (б).

Рис. 11. Спектр лазерного випромінювання для оптично однорідного (n~10-4) зразка GaAs n-типу з N0=3∙ 1017 см-3 при різних рівнях збудження: а – ∆N=2,4∙ 10 см; б – ∆N=8,3∙ 10 см; с – ∆N=3,5∙ 10 см .
вивченні характеру залежності граничної щільності струму від температури (рис. 12). У кристалах n- і p-типу із проміжним легуванням виявлена немонотонна залежність: у деякому інтервалі значень температури, де відбувається зміна механізмів випромінювання, поріг генерації зменшується при збільшенні температури. Це добре корелює з результатами досліджень залежності довжини хвилі генерації від рівня збудження (рис. 11).


Рис. 12. Залежність jпор. від температури в нелегованому й легованому телуром (а) і ізотопами цинку (б) оптично однорідному (n~10-6) GaAs: а) 1,2 – N0=2∙ 1015; 1,5·1016; 3 – 3∙1017; 4 – 8∙1017; 5 – 1018; 6 – 2∙1018 см-3; б) 1 – 2∙1018 см-3; 2 – 2∙1019 см-3.
Розглянемо питання про зміну механізмів випромінювання з ростом накачування, а також той факт, що положення лінії E (∆N) у шкалі енергій, отримане з експерименту, помітно відрізняється від розрахункової кривої, отриманої з урахуванням зсуву Бурштейна-Мосса (рис. 10). Розрахунок можна наблизити до експерименту при урахуваннi енергії обмінної взаємодії електронів і флуктуації потенціалу домішок (за умови й δ>>kТ). Тоді максимум випромінювання буде лежати поблизу значення:

,

(26)

де δ – середньоквадратична флуктуація потенціалу, обумовлена хаотичним розподілом домішки ; – характерний масштаб флуктуації; aб  борiвський радіус; μe  енергія рівня Фермі, обчислена по формулі . Розрахунок по формулі (26) задовільно описує експериментальну залежність E (∆N). Зміна механізмів випромінювання при збільшенні рівня збудження обумовлена швидким насиченням відповідних домішкових переходів, причому, перехід на більш дрібний акцепторний рівень насичується швидше. Наприклад, для переходу зона-акцептор матричний елемент пропорційний:

,

(27)

де  кінетична енергія електрона в зоні провідності.

Звідси виходить, що ймовірність випромінювального переходу вільного носія на домішковий рівень зростає зі зменшенням енергії активації домішкового центра як . Тому спочатку спостерігається випромінювання на самому дрібному рівні. Однак з ростом кінетичної енергії носіїв у зоні провідності ймовірність переходу зменшується як . Для переходів донор-валентна зона зниження ймовірності з ростом кінетичної енергії носіїв наступає раніше, оскільки вираз в дужках (27) для цього випадку має вигляд і me<h, EDA. Таким чином, у лазерах зі збільшенням рівня збудження відбувається зміна механізмів випромінювання, яку можна практично використати для генерації на різних довжинах хвиль.

На рисунку 13 представлені спектри стимульованого випромінювання нелегованих оптично однорідних зразків GaAs залежно від щільності струму збудження. У всіх зразках виявлена тонка структура спектрів лазерного випромінювання - лінії Е1 і Е2 на відстані 2 4 меВ при 80 К и 8-10 меВ при 300 К. Зсув спектрів у довгохвильову область говорить про те, що при великих рівнях накачування, за рахунок обмінної й кореляційної взаємодії нерівноважних носіїв заряду, відбувається звуження забороненої зони кристала на величину ∆Е(∆N). Звичайна зонна теорія, побудована на одноелектронному наближенні, ці ефекти не враховує. Величина звуження має вигляд:


.

(28)


Рис. 13. Спектри стимульованого випромінювання оптично однорідного (Δn ~ 10-4) кристала GaAs n-типу з концентрацією носіїв N=2·1016 см-3 залежно від щільності струму збудження j при 300 К (а) і 80 К (б). Цифрами у кривих позначені рівні накачування j А/см2.


Для знаходження обмінної енергії використовувалося наближення Хартрі-Фока, що враховує взаємодію частинок одного сорту з паралельними спінами:


,

(29)

де PF – квазіімпульс носія на поверхні Фермі ; ΔN - концентрація нерівноважних носіїв заряду; e – заряд електрона; ε - діелектрична проникність.

Для знаходження кореляційної енергії, що враховує взаємодію частинок з антипаралельними спінами, була використана інтерполяційна формула Вігнера:



,

(30)

де r – відстань між частинками; - Борiвський радіус електрона або дірки.

З урахуванням цього звуження були розраховані коефіцієнти підсилення G і спектральна швидкість випромінювальної рекомбінації r (рис. 14) з використанням відомих співвідношень:



,

(31)

,

(32)

де й  функції розподілу електронів і дірок у параболічних зонах; n і α – показник заломлення й коефіцієнт поглинання відповідно; с – швидкість світла.

Рис. 14. Спектральні залежності швидкості рекомбінації rν (1, 2) і коефіцієнта оптичного пiдсилення G (1’, 2’) для міжзонних переходів вільних носіїв у зону важких (1, 1’) і легких (2, 2’) дірок в GaAs при 300 К і N0=3·1016 см-3.
Як видно з рисункiв 13 i 14 тонка структура спектрів лазерного випромінювання в чистих кристалах обумовлена участю в процесах рекомбінації не тільки важких, але й легких дірок. Видно, що смуги посилення для переходів у зони легких і важких дірок енергетично розділяються, причому для переходів у зону важких дірок коефіцієнт підсилення вище. Лінії Е1 і Е2 спостерігаються тільки в лазерах з міжзонним механізмом випромінювальних переходів. Квантовий вихід лазерів на основі чистих кристалів GaAs при 80К становив 20%, при 300К — 10%. Це істотно нижче значень, отриманих для легованих кристалів GaAs n-типу на переході вироджена зона провідності — дрібний акцептор, де η ~ 30% при 80К. Це добре проілюстровано на рисунках 15 і 16.




Поділіться з Вашими друзьями:
1   2   3

Схожі:

Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconСвіт води очима природничих наук
Землі, її фізичні І хімічні властивості на основі використання міжпредметних зв’язків; формування уявлення про єдність живої І неживої...
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconЗміст Вступ
Кузнєцов Олександр Іванович  ветеран Великої Вітчизняної війни І перший керівник Ради
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconТрудове навчання, урок-калейдоскоп з фрагментами проектної діяльності, 3 клас
Тема. Геометричні орнаменти в українській народній вишивці. Створення на основі геометричних фігур орнаментів для вишивок, перенесення...
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconЮрій Семенович Старостенко (13 червня 1923 — 1965) — дитячий письменник
Народився Юрій Семенович Старостенко 13 червня 1923 року в місті Забєлишине в Білорусії. Батько його був фельдшером, а мати — медсестрою....
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconБуров Олександр Юрійович
Ергономічні основи розробки систем прогнозування працездатності людини-оператора на основі
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності icon-
Однією із особливостей нашої цивілізації є наявність великої кількості релігій І етичних систем. Людство завжди прагнуло зрозуміти...
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconВіктор Семенович Близнець – письменник, який створив для дітей та молоді незвичайні книжки – світлі, людяні І чесні
Віктор Семенович Близнець письменник, який створив для дітей та молоді незвичайні книжки світлі, людяні І чесні
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності icon2 розрахунок потужності електродвигуна
Коротка характеристика верстата типу 16К20Т1 І режимів його роботи
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconУкраїнські жінки в астрономії
Мотря Василівна Братійчук — керівник найзахіднішої в Україні Станції оптичних спо­стережень за штучними супутни­ками Землі (шсз)
Гаркавенко олександр Семенович радіаційна модифікація електрофізичних І оптичних властивостей кристалів gaAs І gds для створення на їх основі лазерів великої потужності iconОлександр стахов-шульдиженко
Олександр Шульдиженко, псевдонім А. Стахов (у Британії підписувався як Alexander Stachow, в Україні – Олександр Шульдиженко). Британсько-український...


База даних захищена авторським правом ©biog.in.ua 2017
звернутися до адміністрації

    Головна сторінка