- •Электронные и квантовые приборы свч
- •Глава 1 Общие сведения по электронным и квантовым приборам свч и оптического дипазонов
- •Особенности свч и оптического диапазонов
- •1.2. Общие сведения об электронных и квантовых приборах свч и оптического диапазонов и их основных параметрах
- •1.3. Классификация электронных и квантовых приборов свч и оптического диапазонов
- •Глава 2 триоды и тетроды свч
- •2.1. Полный ток в промежутке между электродами и во внешней цепи электровакуумных приборов
- •2.2. Работа триода на свч
- •2.3. Применение триодов и тетродов свч
- •Глава 3 клистроны
- •3.1. Пролетный двухрезонаторный клистрон
- •3.2. Двухрезонаторные клистронные генераторы
- •3.3. Многорезонаторные клистроны
- •3.4. Применение многорезонаторных клистронов
- •3.5. Отражательный клистрон
- •Глава 4 лампы бегущей волны типа о (лбво)
- •4.1 Принцип работы лампы бегущей волны
- •4.2. Замедляющие системы
- •4.3. Элементы линейной теории лбв
- •4.4. Параметры и характеристики лбв
- •4.5. Особенности устройства и применения лбв
- •4.6. Гибридные приборы типа о
- •4.7. Лампа обратной волны
- •Глава 5 приборы типа м
- •5.1. Движение электронов в скрещенных статических электрическом и магнитном полях
- •5.2. Взаимодействие электронов и свч поля
- •5.3. Лампа бегущей волны типа м (лбвм)
- •5.4. Лампа обратной волны типа м (ловм)
- •5.5. Многорезонаторный магнетрон
- •5.6. Митрон
- •5.7. Платинотрон
- •5.8. Приборы с циклотронным резонансом
- •Глава 6 полупроводниковые диоды и транзисторы свч
- •6.1. Полупроводниковые диоды свч
- •Глава 7 лавинно-пролетные диоды (лпд)
- •Глава 8
- •Глава 9 физические основы квантовых приборов
- •9.1. Энергетические уровни
- •9.2. Квантовые переходы
- •9.3. Ширина спектральной линии
- •9.4. Возможность усиления и генерации в квантовых системах
- •9.5. Взаимодействие бегущих электромагнитных волн с активной средой
- •Глава 10 квантовые приборы свч
- •10.1. Квантовые парамагнитные свч усилители
- •10.2. Квантовые стандарты частоты (ксч)
- •Глава 11 лазеры
- •11.1. Оптические резонаторы
- •11.2. Условия самовозбуждения и мощность излучения лазера
- •11.3. Характеристики излучения в оптическом диапазоне
- •11.4. Газовые лазеры
- •11.5. Лазеры на твердом теле
- •11.6. Жидкостные и химические лазеры
- •11.7. Полупроводниковые лазеры
- •11.8. Методы модуляции излучения лазера
- •11.9. Применение лазеров в технике связи
- •Заключение
- •Основные обозначения
- •Список литературы
- •Предметный указатель
- •Оглавление
- •Глава 6. Полупроводниковые диоды и транзисторы свч………………………….………
11.7. Полупроводниковые лазеры
Общие сведения. В полупроводниковых лазерах используется инверсия населенностей, получаемая в полупроводниках с одним или с различными типами (проводимости (р-n-переход).
Идеальным было бы состояние (рис. 11.16), когда верхние уровни в области 2 полностью были бы заполнены электронами проводимости, а нижние в области 1 полностью свободны от валентных электронов, т. е. полностью заполнены дырками. В этом случае инверсия населенности была бы наибольшей.
Формально полупроводник, в котором большинство уровней в области 2 зоны проводимости занято электронами, а в области 1 валентной зоны — дырками, можно назвать, вырожденным одновременно для электронов и дырок, в то время как обычно удается создать либо электронные, либо дырочные вырожденные полупроводники. Предположим, что в такой полупроводник попадает фотон с энергией большей ширины запрещенной зоны , но меньшей, соответствующей границам областей2 и 1, заполненных электронами и дырками:
(11.12)
При этом условии будут происходить вынужденные переходы из области 2 в область 1 с испусканием новых фотонов. Если энергия падающего фотона то начнется поглощение квантов и возникнут переходы из области 3 валентной зоны, где есть валентные электроны, на свободные уровни области 4 зоны проводимости.
В вырожденном электронном полупроводнике верхняя граница заполненной электронами области 2 в зоне проводимости приблизительно совпадает с уровнем Ферми для электронов а в вырожденном дырочном нижняя граница заполненной дырками области1 в валентной зоне — с уровнем Ферми для дырок . Поэтому
(11.13)
и условие (11.12) для получения вынужденного излучения запишем
. (11.14)
Вынужденное излучение будет появляться при воздействии фотонов с энергией, заключенной в пределах от до . Такие фотоны всегда есть в полупроводнике вследствие процесса рекомбинации электронов и дырок. Рекомбинационное излучение имеет спонтанный характер, т. е. фотоны распределены хаотически по времени, направлению и поляризации. «Спонтанные» фотоны вызывают вынужденное излучение, однако для получения самовозбуждения необходимо обеспечить многократное прохождение излучения через среду с инверсией населенности. Достигается это созданием отражающих поверхностей на торцах полупроводника.
В полупроводниковых лазерах можно получить очень большие инверсию населенностей и усиление на единицу длины вследствие высокой концентрации частиц в твердом теле. Поэтому длину образца полупроводника можно уменьшить до долей миллиметра, а требования к коэффициенту отражения зеркал снизить.
В полупроводниках возможны следующие методы получения инверсии населенностей: инжекция носителей через р-n-переход (инжекционные лазеры), электронная накачка и оптическая накачка. Наибольшее распространение получил метод инжекции носителей.
Инжекционный лазер. В инжекционных лазерах используется р-n-переход, образованный вырожденными полупроводниками с разным типом проводимости. На (рис. 11.17а) показана энергетическая диаграмма такого р-n-перехода в состоянии равновесия, т. е. при отсутствии внешнего пряжения, а следовательно, и тока через переход. Уровни Ферми и в обеих областях совпадают. Приближенно можно считать, что в n-области электроны проводимости располагаются на уровнях между «дном» зоны проводимости и уровнем Ферми , а в p-области дырки –– между«потолком» валентной зоны и уровнем Ферми .
Энергетическая диаграмма для случая, когда к р-n-переходу приложено прямое напряжение , показано на (рис. 11.17б). Понижение потенциального барьера на величину увеличивает поток электронов изn-области и поток дырок из р-области через переход. Через р-n-переход потечет ток, и вблизи перехода установится некоторое распределение концентрации неравновесных носителей заряда.
Известно, что при неравновесном состоянии теряет смысл понятие уровня Ферми. Однако для определения полной концентрации носителей в неравновесном состоянии можно воспользоваться прежними формулами, если вместо уровней Ферми ввести квазиуровни Ферми для электронов и дырок. Вдали от перехода (см. рис. 11.17б), где сохраняется равновесное состояние, применимы обычные уровни Ферми и. В области перехода, где имеются неравновесные носители, существуют два квазиуровня Ферми — для электроновидля дырок . Обычно предполагают, что в пределах перехода до пересечения линии с границей зоны проводимости величины и мало отличаются.
Аналогичное предположение делают и для уровней и . Далее кривая квазиуровня электронов опускается и сливается с уровнем Ферми . Соответственно кривая квазиуровня для дырок поднимается и сливается с уровнем Ферми .
В некоторой области перехода с шириной одновременно велико число электронов проводимости в группе уровнейидырок в группе уровней . Поэтому в областираспределение носителей зарядов подобно распределению их на (рис. 11.16),ив ней можно получить инверсию населенности. В этой области перехода наблюдается наиболее интенсивная рекомбинация электронов и дырок, так как скорость рекомбинации пропорциональна произведению концентраций электронов и дырок, а они в рассматриваемой области велики. Рекомбинация электронов и дырок в переходе сопровождается спонтанным излучением с энергией, большей ширины запрещенной зоны .
С увеличением внешнего напряжения растут концентрации электронов и дырок в области перехода, увеличивается инверсия населенности. При некотором пороговом напряжении, когда вынужденное излучение, вызванное спонтанным излучением, достаточно для компенсации потерь света в материале полупроводника и в отражающих поверхностях, наступит генерация. Таким образом, р-n-переход при малых токах является источником спонтанного (рекомбинационного) излучения (светодиод), а при токах более порогового — источником когерентного излучения (лазер).
Пороговый ток сильно зависит от температуры и концентрации примесей. Понижение температуры облегчает вырождение полупроводника и, следовательно, уменьшает пороговый ток. Лазеры на арсениде галлия обычно работают при температуре жидкого гелия 4,2 К или жидкого азота 77 К. В настоящее время появились инжекционные лазеры, работающие при комнатной температуре. Экспериментально установлено, что изменение температуры от 4,2 К до комнатной может привести к увеличению плотности порогового тока до 100 раз. При комнатной температуре необходима плотность порогового тока до .
Распространение получил инжекционный лазер на основе вырожденного арсенида галлия , конструкция которого показана на (рис. 11.18). Две граниполупроводника перпендикулярны плоскости р-n-перехода и образуют после полировки зеркала резонатора. Две другие грани наклонены к плоскости р-n-перехода, чтобы не создавать в этом направлении условий для самовозбуждения. Размеры сторон полупроводника — порядка нескольких десятых долей миллиметра. Излучение выходит из узкой области р-n-перехода перпендикулярно параллельным граням полупроводника.
Излучение инжекционного лазера имеет большую угловую расходимость вследствие дифракционных явлений в резонаторе. Пусть толщина области р-n-перехода, в которой происходит генерация, , а расстояние между зеркалами. Тогда число Френеля при. При таком малом числе Френеля (см. рис. 11.2) потеривелики, а угловая расходимость составляет . Однако в другой плоскости (в плоскости р-n-перехода) угловая расходимость меньше (примерно 1°), так как область излучения здесь примерно на порядок больше.
Спектр излучения инжекционного лазера зависит от выходной мощности, которая, в свою очередь, определяется плотностью тока через р-n-переход. Когда плотность тока незначительно превышает пороговую плотность тока, имеется только одна мода с шириной линии излучения около и длиной волны , соответствующей ИК-диапазону. С ростом плотности тока число мод увеличивается. Частота генерируемых мод зависит от температуры, так как последняя влияет на коэффициент преломления кристалла и ширину запрещенной зоны. При изменении температуры возможен перескок от одной моды к другой. Поэтому долговременная стабильность частоты оказывается гораздо меньшей, чем у газовых лазеров. Следует отметить, что излучение инжекционных лазеров поляризовано.
Обычно инжекционные лазеры работают в импульсном режиме, при этом максимальная мощность в импульсе ограничивается перегревом кристалла и зависит от рабочей температуры и длительности импульса. Наибольшая импульсная мощность при температуре жидкого азота в лазерах на составила 100 Вт при длительности импульсов примерно несколько микросекунд и частоте следования до 10 кГц. Основным достоинством инжекционных лазеров является возможность модуляции излучения изменением напряжения на р-n-переходе.
Коэффициент полезного действия инжекционных лазеров ограничивается в основном следующими причинами. Во-первых, часть электронов, двигающихся в р-n-переходе, вследствие большой длины свободного пробега проходит активную область, не участвуя в создании вынужденного излучения. Во-вторых, генерируемое световое излучение распространяется не только в активной области, но и рядом с ней, где отсутствует инверсия населенностей, и, следовательно, происходит поглощение излучения. Кроме этих причин имеется потеря мощности источника питания, связанная с прохождением тока через области и контакты. Поэтому КПД инжекционных лазеров на основе обычно составляет несколько процентов, хотя при оптимальных условиях может достигать десятков, процентов.
Советскими учеными Ж. И. Алферовым и другими предложены инжекционные лазеры на основе гетеропереходов (гетеролазеры), имеющие высокий КПД. В этих лазерах используют полупроводниковые материалы с различной шириной запрещенной зоны.
Полупроводниковая структура гетеролазеров (рис. 11.19а) состоит из области n-типа, узкой области р-типа и области тройного соединения
р-типа. Активной является средняя область, где создается инверсия населенностей. На границе средней и правой областей образуется потенциальный барьер, который ограничивает длину свободного пробега электронов, инжектированных из левой области, и повышает эффективность образования вынужденного излучения. Кроме этого одновременно уменьшается поглощение света в правой неактивной области, так как из-за различия в коэффициентах преломления в средней и правой областях (рис. 11.19б) наблюдается полное внутреннее отражение света на их границе (волноводный эффект). В СССР разработаны также гетеролазеры с полным внутренним отражением света с обеих сторон от активного слоя, лазеры с двойной гетероструктурой, или ДГС-лазеры. В этих лазерах удалось существенно понизить плотность порогового тока и получить большой КПД, что позволило при комнатной температуре осуществить режим непрерывного излучения, который был ранее возможен только при температуре жидкого азота. В ДГС-лазерах на основе –– при комнатной температуре получена плотность порогового тока менее .
Отличительными особенностями гетеролазеров являются высокий КПД, удобство возбуждения, малые габариты. Путем изменения концентрации примесного алюминия от 0 до 30% в можно изготовлять лазеры с различной длиной волны излучения в пределах. Преимущества полупроводниковых лазеров заключаются также в простоте модуляции излучения, осуществляемой изменением тока накачки.
Недостаток полупроводниковых лазеров — невысокая степень когерентности излучения, плохая температурная и радиационная устойчивость и пока еще низкая долговечность: так, в лабораторных условиях получена долговечность , однако в промышленных образцах она на один-два порядка ниже.
Крупным достижением лазерной техники последних лет явилось создание гетеролазера с распределенной обратной связью. В таком полупроводниковом лазере торцевые зеркальные поверхности, образующие оптический резонатор, заменены дифракционной решеткой, которая, как известно, на определенных частотах полностью отражает падающее на нее излучение.
Повышения мощности излучения инжекционных лазеров добиваются изготовлением набора (решеток) лазерных диодов. Например, при комнатной температуре получена импульсная мощность от 10 до 1000 Вт при частоте следования импульсов до 1 кГц и длительности импульсов 70—200 нс. При этом число лазерных диодов в решетке колеблется от 10 до 60.
При температуре жидкого азота в решетке из 1000 лазерных диодов получена средняя мощность . Вследствие низкой температуры КПД оказывается высоким (несколько десятков процентов). Импульсная мощность решетки составляла для длительности импульсов 2мкс при частоте следования 10кГц. На (рис. 11.20) приведено фотополупроводникового лазера.