1.3 Накачка

Процесс возбуждения лазерного вещества, приводящий к возникновению лазерной генерации, называется накачкой лазера. В лазерной технике основными видами накачек являются: накачка оптическим излучением; электрический разряд в газах; инжекция тока через поверхностно-барьерную структуру; возбуждение пучком быстрых электронов; электрический пробой полупроводников (стриммерная накачка); быстропротекающие химические реакции. Для возбуждения генерации в рентгеновском диапазоне применяются взрывы ядерных зарядов.

В полупроводниковых лазерах преобладающим видом накачки является инжекция тока через p-n-переход с использованием гетероструктур.

1.4 Механизм образования инверсии в p-n-переходе

Активная среда в инжекционных лазерах получается при инжекции электронов и дырок через p-n-переход. В узком смысле слова p-n-переходом называется условная граница раздела двух областей кристалла, одна из которых имеет дырочный тип проводимости, а другая - электронный.

В электронике для изготовления p-n-переходов чаще всего используется один полупроводниковый материал (как правило, это кремний) и поэтому такие переходы называют иногда гомопереходами. В оптоэлектронике, в частности при изготовлении лазеров, возникает необходимость создания p-n-переходов с использованием различных полупроводниковых материалов. Переходы, в которых используется более одного полупроводникового материала, называют гетеропереходами.

Лазерные p-n-переходы получаются двумя способами: либо путем диффузии примеси в заранее выращенный кристалл (диффузионные p-n-переходы), либо путем наращивания на поверхность полупроводника с заданным типом проводимости слоя другого полупроводника с другим типом проводимости (эпитаксиальные p-n-переходы). При получении гетеролазеров полупроводники легируются в процессе роста.

Так как показатель преломления полупроводниковых материалов, используемых в лазерной технике, обычно более 2,5, а в активной лазерной среде превышает 3,5, то коэффициент отражения на границе полупроводниковый кристалл  воздух достаточно высок (0,3...0,6). Ввиду высокого коэффициента усиления для получения оптического резонатора в полупроводниковых лазерах не требуется специальных зеркал. Достаточно сделать два торца диода параллельными друг другу и перпендикулярными к p-n-переходу. В кубических кристаллах резонатор обычно получают путём скалывания пластинки с p-n-переходом по кристаллографическим плоскостям. Чтобы плоскость p-n-перехода была перпендикулярна зеркалам резонатора, перед проведением диффузии или наращиванием эпитаксиального слоя пластинка ориентируется, шлифуется и полируется так, чтобы поверхность фронта диффузии (эпитаксиального слоя) была перпендикулярной поверхности скола.

Однородный полупроводник при любом уровне легирования остается электрически нейтральным, но в слоях, с двух сторон примыкающих к p-n-переходу, электронейтральность отсутствует (рис. 1.2). В результате диффузии дырок из p-области в n-область и электронов в обратном направлении около p-n-перехода создается область объёмного заряда q, а нейтральными будут только удалённые участки диода. Объёмный заряд в p-области - отрицательный, а в n-области - положительный. Он создаёт внутреннее электрическое поле _внутр (рис. 1.2), направленное из n-области в p-область.

Рис. 1.2. Образование объёмного заряда

и внутреннего поля в p-n-переходе

В этом поле электрон приобретает дополнительную потенциальную энергию U(x), которую можно представить в виде

(1.13)

Это означает, что с переходом из p-области в n-область электростатический потенциал электрона возрастает, а в нейтральных областях диода он постоянен.

Изменение потенциальной энергии электрона вблизи p-n-перехода приводит к искривлению энергетических зон полупроводника. Между p и n областями диода при отсутствии внешнего воздействия устанавливается термодинамическое равновесие и распределение электронов и дырок характеризуется одним уровнем Ферми E_F (рис. 1.3).

Если к диоду приложить электрическое напряжение в прямом направлении (плюс к p-области), то искривление зон уменьшится, поскольку внешнее электрическое поле направлено против _внутр, и снизится потенциальный барьер, созданный внутренним полем (рис. 1.4).

Рис. 1.3. Полупроводниковый переход без внешнего поля

Электроны и дырки будут двигаться навстречу друг другу. Их квазиравновесное распределение по энергиям характеризуется двумя квазиуровнями Ферми F_n и F_p.

При этом в некотором слое полупроводника может оказаться, что F_n – F_p > E_g, т.е. выполняется условие инверсной населённости (1.8).

Рис. 1.4. Полупроводниковый переход при наложении

прямого внешнего поля

При одинаковой концентрации электронов и дырок квазиуровень Ферми в n-области заходит глубже в зону проводимости, чем в валентную зону в p-области, так как плотность состояний в зоне проводимости обычно меньше, чем в валентной зоне. В результате этого активный слой смещён в p-область диода.