Методи одержання станів з від’ємною температурою в напівпровідниках

Існують наступні методи одержання інверсної заселеності в напівпровідниках:

1. Збудження носіїв світловим потоком (оптичне збудження).

2. Метод збудження однорідних напівпровідників імпульсами електричного поля (лавинна іонізація).

3. Метод інжекції нерівноважних носіїв через p-n-перехід вироджених напівпровідників і гетеропереходи .

4. Збудження нерівноважних носіїв з допомогою іонізуючого випромінювання, зокрема пучком швидких електронів.

Розглянемо докладніше методи, за допомогою яких одержують інверсну різницю заселеностей у напівпровідниках.

Оптичне накачування – найбільш універсальний спосіб накачування у квантовій електроніці. Його можна використовувати практично

до всіх активних середовищ, у тому числі і до напівпровідникових матеріалів. У випадку напівпровідників можна скористатися “трирівневою” схемою, яка з успіхом використовується для оптичних генерато рів на люмінесцентних кристалах і стеклах. Так як час релаксації електронів і дірок по рівням дозволених зон на багато менший часу життя електронів і дірок у відповідних зонах, інверсна заселеність може бути одержана за допомогою світла.

Напівпровідники характеризуються дуже великим коефіцієнтом поглинання, який сильно збільшується при збільшенні частоти випромінювання. Тому для одержання інверсної заселеності у товстих зразках доцільно використати монохроматичне випромінювання з енергією близькою до енергії забороненої зони. у випадку, коли енергія збуджуючого випромінювання більша Е_g, то стани з від’ємною температурою утворюються у вузькій смузі поблизу поверхні зразка, глибиною в декілька мікрометрів (порядку довжини дифузії електронів). Оптичне збудження напівпровідників полягає в тому, що опромінювання зразка за використанням звичайних світлових джерел або проміння лазера спричиняє виникненню рекомбінації нерівноважних носіїв з подальшим когерентним випромінюванням з напівпровідника.

Недоліком цього збудження при використанні звичайних світлових джерел є широкий енергетичний спектр останніх. Це призводить до великих енергетичних витрат від поглинання короткохвильових фотонів, тоді як довгохвильові фотони не беруть участі в збудженні, тобто потрібні дуже високі густини збудження, викликані малим ККД.

Використання лазера як джерела оптичної накачки напівпровідникових матеріалів дає змогу уникнути деяких згаданих труднощів. Насамперед, просвітлення поверхні зразка для монохроматичного випромінювання здійснити значно легше, тому майже повністю можна виключити ефект відбиття. З другого боку, підбираючи частоту випромінювання лазера, можна добитися мінімальних енергетичних втрат, пов’язаних з релаксацією нерівноважних носіїв. І нарешті, випромінювання лазера легко сфокусувати, і цим самим створити високу густину збудження. Найлегше інверсну заселеність у напівпровідниковому матеріалі від оптичного збудження здійснити при використанні непрямих переходів. Під час таких переходів поряд з процесом утворення носіїв струму (електронів і дірок) відбувається одночасне випромінювання або поглинання фотону і фононів.

Найбільш довгохвильове випромінювання відповідатиме переходу електрона з мінімуму зони провідності в максимум валентної зони з випромінюванням фотона і одного фонона. Зворотнім процесом до вище вказаного є одночасне поглинання фотона і фонона. За низької температури зразка, коли у решітці практично немає фононів, потрібних для зворотного переходу, тобто для поглинання, довгохвильове випромінювання не поглинатиметься, і для такого випромінювання зразок буде практично прозорим.

Тому, навіть при відносно незначному підвищенні концентрації носіїв (порівняно з рівноважною) від оптичного збудження, можливе виникнення стану з негативною температурою. Тоді вимушені переходи переважатимуть над поглинанням, тобто виконуватиметься умова інверсної заселеності. Оцінки показують, що для виконання умови інверсної заселеності, має бути виконана умова:

 , (26)

де і - частоти фотона і фонона, Т – температура зразка, Т_еф – ефективна температура, яка визначає заповнення рівнів зони провідності щодо рівнів валентної зони. Наприклад, для германію 25, тобто для виконання нерівності (26), треба, щоб Т_еф/Т  25, що можливо тільки за умови охолодження зразка до гелієвих температур.

Отже, питання створення дуже великих концентрацій нерівноважних носіїв, потрібних для підсилення випромінювання внаслідок використання непрямих міжзонних переходів, зводиться до охолодження напівпровідникового зразка при значній інтенсивності збуджуючого випромінювання. Хоч ця складність не є принциповою оскільки можна перейти до імпульсного збудження з малою шпаруватістю імпульсів, проте перспективнішим методом утворення негативного коефіцієнта поглинання є процеси, пов’язані з непрямим переходом з екситонних станів.

Уперше генерація лазерного випромінювання у чистому кристалі арсеніду галію була отримана ще в 1965 р при накачуванні його світлом рубінового лазера, яке пропускали через рідкий азот. Після проходження через кювету з рідким азотом у резонаторі лазера частота випромінювання рубіна зменшувалась за рахунок вимушеного комбінаційного розсіяння і була близькою до енергії забороненої зони GaAs. Якщо енергія фотонів не набагато більша за ширину забороненої зони, то внаслідок резонансного поглинання у матеріалі може бути створена інверсна заселеність. Оскільки глибина проникнення світла рубінового ОКГ у кристал арсеніду галію складає біля 0,5 мм, то збуджується великий матеріал і досягається велика вихідна потужність (200 кВт в імпульсі). ККД такого напівпровідникового квантового генератора великий (50 %), але сумарний ККД системи малий внаслідок низького ККД рубінового лазера.

Описаний вище метод оптичного накачування називається однофотонним збудженням. Використовують також метод двофотонного збудження, в якому енергія падаючих фотонів менша за ширину забороненої зони. виявляється, що при великій інтенсивності пучка таких фотонів вони можуть поглинатися напівпровідником у вигляді пар, що еквівалентно поглинанню одного кванта з енергією, рівній сумі енергій двох квантів. Метод двофотонного збудження дозволяє накачувати великий об’єм речовини, але потужність накачування надзвичайно велика (біля 16 МВт/см²), а ККД досить малий (приблизно 0,5 %).

По суті, напівпровідникові з оптичним накачуванням працюють, як перетворювачі частоти або когерентні суматори інтенсивності лазерного випромінювання. Цей метод знаходить використання при досліджуванні механізмів випромінювальних переходів в напівпровідниках та інших фізичних дослідженнях. В останній час появились публікації про використання випромінювання ефективних напівпровідникових інжекційних лазерів для оптичного накачування вузькозонних напівпровідникових кристалів і генерації когерентного випромінювання в області 5-10 мкм, тобто в області, в якій створення інжекційних лазерів можливе, проте з технічних і чисто фізичних причин їх ефективність і рівень потужності виявляються дуже низькими.