- •Раздел I
- •В.Г. Беспалов, в.Н. Крылов, в.Н. Михайлов основы оптоинформатики
- •Раздел I
- •Введение
- •Глава 1, глава 2 и Приложения написаны в.Г. Беспаловым, глава 3 написана в.Н. Крыловым и глава 4 написана в.Н. Михайловым.
- •§2. Предельные возможности элементной базы электронной компьютерной техники
- •§3. Оптические технологии в информатике
- •§4. Аналоговые оптические вычисления и процессоры
- •§5. Оптический процессор Enlight256
- •§6. Голографические методы обработки информации
- •§7. Цифровые оптические процессоры
- •Глава 2. Теория информации для оптических систем §1. Основы теории информации
- •§ 1.1. Количество информации в системе равновероятных событий. Подход Хартли.
- •§1.2. Количество информации в системе событий с различными вероятностями. Подход Шеннона
- •§1.3. Обобщенная схема информационной системы
- •§1.4. Основные характеристики информационной системы
- •§1.5. Дискретизация и теорема отчетов (Котельникова)
- •§1.6. Пропускная способность канала при наличии белого теплового шума
- •§1. 7. Избыточность информации
- •§2. Теория информации в оптике
- •§2.1. Число пространственных степеней свободы когерентных оптических сигналов
- •§2.2. Теоремы д. Габора
- •§2.3. Число степеней свободы частично когерентных оптических сигналов
- •§ 2.4. Информационная емкость голограмм
- •Глава 3. Источники излучения для оптоинформатики
- •§1. Физические основы работы лазеров
- •§1.1. Оптическое усиление
- •§1.2. Взаимодействие излучения с веществом.
- •1.2.1. Излучение абсолютно чёрного тела.
- •1.2.2. Статистика Больцмана
- •1.2.3. Коэффициенты Эйнштейна.
- •§1.3. Поглощение и усиление
- •1.3.1. Инверсная населённость.
- •§1.4. Принципы лазерной генерации
- •1.4.1. Методы создания инверсной населённости.
- •Трёхуровневая система.
- •Четырёхуровневая система.
- •Методы накачки активных лазерных веществ.
- •§1.5. Основные типы лазеров: классификация лазеров по агрегатному состоянию активного вещества
- •§1.6. Твердотельные лазеры
- •§1.5. Газовые лазеры
- •§1.5. Жидкостные лазеры
- •§2. Полупроводниковые лазеры §2.1. Физические основы работы полупроводникового лазера
- •§2.2. Полупроводники
- •§2.3. Прямозонные и непрямозонные полупроводники
- •§2.4. Полупроводниковые светодиоды
- •§2.5. Основные параметры полупроводниковых лазеров
- •§2.6. Полупроводниковые лазеры на основе гетероструктур
- •§2.7. Квантоворазмерные структуры
- •§2.8. Безопасность лазеров
- •§3. Источники излучения фемтосекундной и аттосекундной длительности §3.1. Предельно короткие импульсы света и сверхсильные поля
- •3.2. Методы генерации сверхкоротких, в том числе фемтосекундных импульсов
- •3.2.1. Электрооптический затвор на основе эффекта Поккельса.
- •3.2.2. Работа лазера в режиме синхронизации мод.
- •§3.2. Генерация аттосекундных импульсов электромагнитного излучения
- •Глава 4. Локальная и распределенная запись информации §4.1. Локальная (побитовая) запись
- •§4.2. Голографическая (распределенная) запись
- •§4.3. Оптические дисковые системы записи и хранения информации
- •§4.4. Голографические системы записи информации
- •§4.5. Быстродействие оптических устройств записи и хранения информации
- •Список литературы
- •Приложения Параметры и свойства оптических материалов
- •Механизмы поглощения оптического излучения в полупроводниках
- •Эффект Франца-Келдыша (электроабсорбционный эффект) в полупроводниках
- •Квантово-размерный эффект Штарка
- •Кафедра фотоники и оптоинформатики
§2.3. Прямозонные и непрямозонные полупроводники
Физической основой полупроводниковых излучателей является люминесценция. Разнообразие люминесцентных эффектов обусловлено способами возбуждения: фотолюминесценция возбуждается излучением оптической области спектра; катодолюминесценция — катодными лучами, т. е. потоком электронов; рентгенолюминесценция — рентгеновскими лучами; некоторые виды люминесценции возбуждаются - излучением и быстрыми частицами; электролюминесценция — постоянным или переменным электрическим полем. Как правило, в полупроводниковых приборах используется люминесценция кристаллических примесных полупроводников с широкой запрещенной зоной.
Распределение электронов по возможным энергетическим уровням в полупроводниках зависит от концентрации примеси и температуры кристалла. При этом для каждой температуры существует вполне определённое распределение электронов по энергетическим состояниям. При изменении температуры через некоторое время устанавливается равновесие электронов и атомов и происходит новое распределение электронов по энергетическим уровням. При этом часть электронов может обладать энергией, достаточной, чтобы перейти в зону проводимости и стать свободными носителями тока. Эти свободные носители, существующие при тепловом равновесии, называются равновесными носителями тока. Если возбуждение электронов происходит не в результате теплового воздействия, а за счёт других процессов, например, путём освещения полупроводника или путём приложения электрического поля, то в течение относительно длительного времени электроны могут обладать температурой, большей, чем температура атомов, что приводит к увеличению электропроводности, и такие электроны (и дырки) называются неравновесными носителями тока. Наряду с генерацией неравновесных носителей существует обратный процесс – рекомбинация электронов и дырок – переход электронов из зоны проводимости в валентную зону, в результате чего происходит исчезновение электронов и дырок. Рекомбинация может сопровождаться излучением фотонов, что и лежит в основе работы полупроводниковых излучателей.
Люминесценция включает два основных этапа. На первом из них под воздействием возбуждающей энергии происходит генерация неравновесных носителей заряда. На втором этапе генерированные носители заряда рекомбинируют на центрах рекомбинации. Выделяющаяся при рекомбинации энергия превращается либо в оптическое излучение, либо в теплоту. Как ясно из самого названия, инжекционная электролюминесценция, т.е. генерация оптического излучения на p-n переходе, объединяет два процесса: инжекцию носителей и собственно электролюминесценцию.
При наличии контакта однородных полупроводников с разными типами электропроводности уровень Ферми F в равновесном состоянии должен быть единым. Это приводит к искривлению зон и образованию потенциального барьера. Основная масса дырок из р-слоя, где их много, диффундирует слева направо в область перехода, но не может преодолеть потенциальный барьер и, проникнув в переход на некоторую глубину, снова возвращается в р-слой. Дырки n-слоя, как «пузырьки», легко «всплывают» по дну валентной зоны независимо от энергии в р-слой и образуют дрейфовый поток справа налево. Этот поток уравновешивается встречным диффузионным потоком дырок р-слоя, имеющих большую энергию и способных преодолеть потенциальный барьер. Аналогичная картина в движении электронов: электроны р-слоя свободно скатываются в p-слой — это дрейфовый ток. Этот электронный поток уравновешивается потоком электронов n -слоя, обладающих большой энергией. При приложении прямого напряжения потенциальный барьер понижается и появляются диффузионные токи как дырок, так и электронов, т.е. увеличивается инжекция неосновных носителей: дырок в n-область, электронов в p-область.
На первом этапе люминесценции возможны различные переходы электронов: зона-зона, зона-примесный уровень и переходы между уровнями примеси. При межзонных переходах возможны два основных случая, соответствующие прямым и непрямым переходам. Наличие прямых и непрямых переходов объясняется зависимостью энергии электрона от его импульса. Прямой переход — это переход электрона без изменения его импульса. Непрямой переход сопровождается изменением импульса электрона, которое компенсируется импульсом излучаемого или поглощаемого фотона. По закону сохранения импульса при излучении или поглощении фотона должно выполняться равенство
ke2 = ke1 ± kph (2.1)
где ke2 и ke1 — начальный и конечный квазиимпульсы электрона соответственно; kph – импульс фотона. Поскольку импульс фотона мал по сравнению с квазиимпульсом электрона, для реализации непрямых переходов необходимо взаимодействие электрона не только с фотоном, но и с третьей частицей: фононом, примесным атомом, а также с дислокацией и другими дефектами кристалла.
Вероятность непрямых переходов обычно на два-три порядка меньше вероятностей прямых оптических переходов, поэтому край собственного поглощения прямозонных полупроводников определяется главным образом прямыми переходами. Непрямые переходы формируют контур краевого поглощения в непрямо-зонных полупроводниках.
В непрямозонных полупроводниках вероятности межзонных переходов вблизи малы, поэтому излучательная рекомендация также маловероятна. Однако в непрямозонных полупроводниках генерация излучения может быть получена при переходах между подзонами одной и той же зоны, например между подзонами легких и тяжелых дырок в p-Ge.
Выход люминесценции определяют как отношение скорости излучательной рекомбинации к полной скорости рекомбинации. Наибольший выход люминесценции получен в прямозонном полупроводнике GaAs при 20K 40%, при комнатной температуре выход не превышает 10%.
Рис. 2.3. Непрямой переход в непрямозонном полупроводнике (а) и прямой переход в прямозонном однодолинном полупроводнике (б)