книги из ГПНТБ / Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках пер. с англ

при низких температурах пе было обнаружено длительных задер­ жек. При температуре ниже 100 К задержки были самое большее порядка нескольких наносекунд, однако при высоких температу­ рах можно получить задержки и в сотни наносекунд [11—13, 15]. Температура перехода Тt, выше которой можно наблюдать длитель­ ные задержки, коррелировала с перегибом на кривой температур­ ной зависимости порогового тока (фиг. 17.16) [14]. Температура перехода зависит от степени легирования кристалла и от термо­ обработки. При сопоставлении перегиба на кривой/т)1 (Т) с зависи­ мостью задержки от температуры установлено, что более крутой

Если ловушки работают как насыщающиеся поглотители, могут быть объяснены некоторые аспекты задержки возникновения лазерного излучения: резонатор имеет большие потери, когда ловушки пустые; когда они заполняются, потери становятся мень­ ше усиления, после чего возникает когерентное излучение [9]. Эти центры захвата могут заполняться или путем захвата электронов, инжектированных в зону проводимости, или путем захвата элек­ тронов, возбужденных из валентной зоны спонтанным излучением.

5. Модель двойного акцептора

Модель двойного акцептора с кулоновским барьером, препят­ ствующим захвату второго электрона, была предложена для объяс-

Тг, +е*Е Тг2 Тгг+е" Е Tij

Ф и г. 17.17. Схема эыергетпческпх уровней, ответственных за захват элек­ трона в состояниях Тгь Тг2 и Тг3 одного центра захвата [14].

неиия температурной зависимости задержки [9]. Однако эта модель может с успехом применяться, если двойной акцептор действует как насыщающийся поглотитель только тогда, когда нижний уровень заполнен [14].

Ыа фиг. 17.17 показаны три возможных состояния ловушек. В первом состоянии Тгх ловушка может захватывать электрон

410 Глава 17. Влияние ловушек на люминесценцию

на уровень Е 1 вблизи валентной зоны, после чего она переходит в состояние Тг2. Первое состояние Тгг находится в тепловом равно­ весии с валентной зоной, следовательно, вероятность его запол­ нения определяется положением квазиуровия Ферми E F для ды­ рок. Если EF выше, чем Ех, ловушка оказывается в состоянии Тг2. Это возможно в случае слабо легированного GaAs p-типа или в компенсированных образцах. В сильно легированном GaAs квази­ уровень Ферми находится в валентной зоне. Поэтому состояния Еj оказываются занятыми только при высоких температурах, и тогда ловушки находятся в состоянии насыщающегося поглоти­ теля Тго. Когда электрон возвращается с уровня Ех в валентную зону, ловушка переходит из состояния Тг2 в состояние Тгх за вре­ мя порядка 10-11с [20]. Из состояния Тг2 ловушка также может переходить в состояние Тг3 путем захвата электрона на уровень Ег- Уровень Ег может заполняться электроном из зоны проводи­ мости или при оптическом возбуждении из валентной зоны. Таким образом, в состоянии Тг2 ловушки создают большие потери на по­ глощение, и эти потери препятствуют возникновению лазерного излучения, пока в течение времени задержки не произойдет запол­ нение уровня Е2, достаточное для того, чтобы потери оказались меньшими, чем усиление. При низких температурах, если Ег находится выше квазиуровия Ферми Ер, ловушки остаются в со­ стоянии Тгг и не являются источниками потерь; следовательно, не наблюдается заметных временных задержек. Положение квази­ уровня Ферми в значительной степени зависит от распределения примесей в р — п-переходе и, следовательно, от особенностей изготовления диодов н последующей их термообработки.6

6.Внутренняя модуляция добротности

Внекоторых инжекционных лазерах в узкой области темпера­ тур и в ограниченном интервале токов наблюдалось возникновение короткого импульса излучения на конце импульса тока (фиг. 17.18)

[21].Длительность пика в излучении была порядка 300 пс (или менее). Интенсивность его не зависела от длительности импульса тока накачки. Длительность токового импульса можно было варьировать от 2 нс до нескольких микросекунд, не влияя на ин­ тенсивность или длительность пика. Эти характеристики не зависе­ ли также от частоты повторения импульсов, если эффекты нагрева были исключены. Только один параметр — амплитуда тока накач­

ки — влиял на интенсивность пика лазерного излучения при задан­ ной температуре; интенсивность пика увеличивалась с ростом тока.

Если возникновение пика излучения на конце импульса тока изобразить в координатах ток — температура (фиг. 17.19), то можно видеть, что внутренняя модуляция добротности происходит

I

Ф и г. 17.18. Диаграмма, показывающая поведение лазера на GaAs с моду­ лированной добротностью [21].

Короткий световой импульс возникает на конце токового импульса, несмотря на увели­ чение длительности (II) или амплитуды (Ш) последнего.

-Температура, К

Фи г. 17.19. Характеристики типичного диода [21].

Показала область модулированной добротности (II) в зависимости от тока инжекции и температуры на теплоотводящем контакте. В этой области вынужденное излучение возникает только после окончания инжекциониого импульса в отличие от области нор­ мальной генерации (I), где генерация происходит во время токового импульса, и области спонтанного излучения (III), где не наблюдается генерации лазерного излучения. Темпе­

ратура перехода Г( около 140 К.

412 Глава 17. Влияние ловушек на люминесценцию

только в заштрихованной области II, расположенной выше темпе­ ратуры перехода, за которой наблюдаются длительные временное задержки генерации лазерного излучения. В области I лазерное излучение возникает во время возбуждения (с большой задерж­ кой, когда Т Ті). В области III можно получить только спон­ танное излучение.

Внутренняя модуляция добротности может быть интерпретиро­ вана с позиций модели двойного акцептора, той самой модели захвата, которая была использована для объяснения эффекта вре­ менной задержкп (оба эффекта наблюдаются на одних и тех же приборах). Эта модель требует, чтобы уровень Ег был опустошен к концу импульса тока, благодаря чему состояние Тг2 оказалось бы ликвидированным и, таким образом, появилась бы возмож­ ность генерации пика лазерного излучения.

§6, ТРИБОЛЮМИНЕСЦЕНЦПЯ

1.Люминесценция, возбуждаемая деформацией

Триболюминесцеицпя представляет собой испускание света в ответ на механическое возбуждение. Давление благодаря пьезо­ электрическому эффекту может создавать локальное электрическое

поле. При локальном поле около 10е В/см, которое легко дости­ жимо, энергия деформации преобразуется в излучение. Пробой Зинера может приводить к генерации электронно-дырочных пар, которые будут затем рекомбинировать. Если часть этих носителей будет захвачена, то они примут участие в процессах излучения позже.

троицо-дырочные пары создаются посредством другого вида возбуждения, в частности с помощью света. Как показано на конфи­ гурационной диаграмме (фиг. 17.22), деформация приводит к сме­ щению носителя вдоль метастабильного состояния в область боль­ ших энергий, в результате становится возможным его освобожде­ ние для радиационного перехода. Кристаллы CclS, накачанные

при низкой температуре излучением с длиной вол­ ны, меньшей 6900 А, удер­ живали носители на ловуш­ ках в течение очень дли­ тельного времени. Если затем кристалл ударяли молоточком в направлении С-оси, наблюдалась вспыш­ ка зелено-голубого света

Ф и г. 17.22. Конфигурацион­ ная модель, поясняющая ипду- ♦ цирование люминесценции с по-

г мощью деформации.

[24, 25]. Повторяя удары, можно получить сотни вспышек после одной оптической накачки. В спектре излучения наблюдается четы­ ре или пять пиков, разделенных расстоянием, соответствующим энергии LO-фонона. Эти спектры очень похожи на спектры фотолю­ минесценции того же вещества, только с тем исключением, что в ударной люминесценции доминирует второй пик, а в фотолюми­ несценции — первый.

3. Люминесценция при изломе

Другая форма триболюминесценции наблюдается при разламы­ вании полупроводника. Если кристалл разламывать в темноте, то иногда можно видеть голубую вспышку. Предполагают, что это излучение обусловлено ' образованием поверхностных состояний на возникшей новой поверхности и перегруппировкой носителей на ней. По-видимому, первоначальное перераспределепие электро­ нов, имеющих значительную положительную энергию, по поверх­ ностным состояниям происходит с излучением (в противополож­ ность последующей поверхностной рекомбинации, которая являетсябезызлучательной).Триболюминесценции при разламывании была исследована в кремнии *). Для измерения спектра излучения

х) О. Parodi, частное сообщение, 1957; D. А . Jenny, частное сообще­

ние, 1957.

где Р означает главное значение интеграла по Коши. Интегриро­ вание по частям дает

Когда логарифмический множитель велик, значение интеграла зависит в основном от производной. Далее, а (Е ') зависит от ком­ бинированной плотности состояний и возрастает для переходов

Имеется четыре типа критических точек, они показаны на фиг. 18.1, где изображена зависимость Е (к) вдоль каждого направления в трехмерном пространстве импульсов. На фиг. 18.2 приведены соответствующие зависимости комбинированной плотности состоя­ ний от энергии.

Поскольку а (Е') пропорционально комбинированной плот­ ности состояний, то величина da (E')ldE' в формуле (18.4) будет велика и положительна при энергиях, больших Е 0 и меньших Ег, или велика и отрицательна при энергиях, больших Е2 и меньших Е 3. Поэтому показатель преломления, определяемый формулой (18.4), будет проходить через максимум при Е 0 и Е1 и через мини­ мум при Е2 и Е 3. Мы можем получить дальнейшую информацию,