было невозможно при использовании инжекционных лазеров на обычных

р-n – переходах, для которых КПД не превышало 1 – 2 %. При J > Jпор все излучение сосредоточено в области среднего слоя, распространяясь

перпендикулярно отражающим граням. Кроме того, при J > Jпор вследствие роста вероятности вынужденных оптических переходов увеличивается отношение вероятностей излучательной рекомбинации к безызлучательной. Спектральный состав генерируемого излучения определяется шириной запрещенной зоны узкозонного полупроводника.

В большинстве случаев ДГС – лазеры создаются на основе сплавов Alx Ga1-x As, причем энергия когерентного излучения определяется составом вещества (значением х) в среднем слое и может быть задана в диапазоне длин волн 690 – 900 нм. Долговечность работы ДГС – лазеров в непрерывном режиме при комнатной температуре составляет в настоящее время 10 тыс. часов. Впервые в мире такой лазер был создан в 1970 году и в настоящее время получил широкое распространение, в частности, в волоконно-оптической связи, позволяющей передавать сотни тысяч телефонных разговоров по одному кабелю. Лазер с ДГС часто используется и в других целях. В частности, он широко применяется в лазерных принтерах и проигрывателях компакт-дисков в качестве «иголки», которая списывает информацию с диска.

Полупроводниковые гетероструктуры составляют основу элементной базы всех современных информационных технологий. В последнее время основное внимание уделяется использованию глубоких квантовомеханических закономерностей при создании гетероструктур нового поколения – структур с квантовыми ямами, сверхрешетками, квантовыми проволоками и квантовыми точками. Развитие методов получения гетеропереходов, исследование их физических свойств и создание на этой основе современных полупроводниковых приборов в значительной степени обязано трудам академика Ж.И. Алферова и его сотрудников, проводящимся в Физико-техническом институте.

6.МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ТВЕРДЫХ ТЕЛ

6.1.Классификация твердых тел по их магнитным свойствам.

Использование магнитных явлений в твердых телах получило широкое распространение в различных областях электроники: при создании элементов магнитной памяти и запоминающих устройств для компьютеров, парамагнитных усилителей, криогенных магнитных

устройств, магнитных интегрирующих элементов и др. Для понимания основных физических принципов работы таких устройств необходимо изучить физическую природу магнитных явлений в твердых телах.

Магнетизм - существенно квантовомеханическое свойство, так как чисто классическая система не может обладать магнитным моментом даже при наличии внешнего магнитного поля. Всякое тело является магнетиком, т.е. способно под действием внешнего магнитного поля приобретать магнитный момент М (намагничиваться). Отношение этого момента к объему V тела называется намагниченностью Jm:

Намагниченность является векторной величиной. В изотропных магнетиках она направлена параллельно или антипараллельно вектору напряженности магнитного поля .Н. В однородном магнитном поле с

где χ - магнитная восприимчивость вещества.

[M] = [A м2], [Jm] = A/м, [H] = A/м. Поэтому χ - безразмерная величина. Собственное магнитное поле, создаваемое телом, Bi = µ0Jm = χµ0H

=χB0. Результирующее поле в магнетиках:

По значению и знаку магнитной восприимчивости все тела можно разделить на три группы: диамагнитные, парамагнитные и ферромагнитные.

У диамагнитных тел магнитная восприимчивость отрицательна и по модулю значительно меньше единицы: χ ~ 10 –6 - 10 –4. Она не зависит о напряженности внешнего поля и температуры. Такие тела намагничиваются в направлении, противоположном полю, вследствие чего они выталкиваются из областей с более сильным полем.

У парамагнетиков восприимчивость положительна и по величине также значительно меньше единицы: χ 10 –4 – 10 –2. Она уменьшается с температурой по закону Кюри:

где С – постоянная Кюри. Парамагнетики намагничиваются параллельно полю, вследствие чего они втягиваются в области с более сильным полем.

Удиамагнетиков и парамагнетиков магнитная восприимчивость практически не зависит от внешнего поля. Однако в очень слабых полях у парамагнетиков она стремится к нулю.

Уферромагнитных тел, типичным представителем которых является железо, восприимчивость положительна, но она значительно больше, чем

упарамагнетиков χ ~ 10 2 - 10 3 и зависит от Н. В эту группу входят также кобальт, никель, гадолиний и некоторые сплавы.

6.2.Природа диамагнетизма.

Диамагнетизм является универсальным свойством, присущим всем телам. Однако благодаря малости диамагнитных эффектов они могут быть обнаружены только в том случае, если нет других, более сильных магнитных эффектов. Это, в частности, относится к парамагнетикам, диамагнетизм которых перекрывается значительно большим по величине парамагнетизмом. Поэтому в чистом виде диамагнетизм встречается у веществ, результирующий магнитный момент которых равен нулю, т.е. магнитные моменты всех атомов скомпенсированы.

Диамагнетизм обусловлен стремлением электрических зарядов экранировать внутреннюю часть объема тела от действия внешнего магнитного поля и возникает вследствие изменения орбитального движения электронов под действием поля.

Магнитный момент одного электрона, движущегося по орбите радиуса r c угловой скоростью ω0, равен:

При наложении магнитного поля Н, перпендикулярного плоскости орбиты, на электрон действует сила Лоренца ∆f =-evB =-eω0Br, направленная по радиусу. Она вызывает изменение центростремительной силы:

f = f0 + ∆f = mω02r – eω0Br,

откуда

ω02 − ω2 = − 2ω0∆ω = ω0eB/m.

Следовательно:

Если в общем случае орбита наклонена к полю, то действие магнитного поля вызовет прецессию орбиты, т.е. нормаль к плоскости орбиты будет описывать конус вокруг вектора магнитного поля с постоянной угловой скоростью прецессии ∆ω, описываемой формулой (7). Частота

∆ω называется ларморовой частотой.

В случае атомов и молекул с замкнутыми элентронными оболочками магнитные моменты всех электронов скомпенсированы и в отсутствие внешнего магнитного поля намагниченность вещества равна нулю. Прецессионное движение орбиты в магнитном поле вызывает появление добавочного магнитного момента, величина которого определяется формулой (6) при введении ∆ω из (7):

Знак минус показывает, что индуцированный магнитный момент во всех случаях направлен против поля. Для сферически симметричного атома средний квадрат расстояния электронов от ядра: <r2> = !,5 r2. Применяя формулу (8) ко всем электронам атома, нетрудно определить магнитный момент единицы объема вещества:

∆M = nZ∆pm

где n – концентрация атомов (количество атомов в единице объема), Z - число электронов в атоме, равное заряду ядра.

Учитывая, что, согласно (1), в данном случае Jm = ∆M, получаем с учетом (8):

Это и есть классический результат Ланжевена. Таким образом задача вычисления диамагнитной восприимчивости сводится к квантовомеханическому расчету величины <r2> для распределения электронов. Приближенная оценка дает: <r2> ~ 10 –20 м2. Зависимость Jm от Н для диамагнетиков представлена на рис.51, кривая 1.