- •А.Г. Акманов, б.Г. Шакиров оСновы квантовых и оптоэлектронных приборов
- •Введение
- •1 Физические основы лазеров
- •1.1Оптическое излучение
- •1.2Энергетические состояния квантовой системы. Населенности квантовых уровней
- •1.3Элементарные процессы взаимодействия оптического излучения с веществом
- •Спонтанные переходы
- •Вынужденные переходы
- •Спонтанное излучение
- •1.4Основы теории формы и ширины линии излучения
- •Доплеровское уширение
- •1.5Коэффициенты Эйнштейна. Термодинамическое рассмотрение
- •1.6Квантовое усиление в среде
- •1.7Квантовый генератор (лазер)
- •1.8Методы инверсии населенностей квантовых уровней
- •1.9Метод оптической накачки
- •1.10Кинетические уравнения для населенностей уровней
- •1.11 Оптические резонаторы
- •1.11.1 Добротность открытого резонатора
- •1.11.2 Волновая теория открытого резонатора
- •1.11.3 Дифракционная теория
- •1.11.4 Геометрическая теория открытого резонатора
- •Типы оптических резонаторов
- •1.11.5 Селекция типов колебаний
- •2Твердотельные лазеры
- •2.1Рубиновый лазер
- •2.2Неодимовые лазеры
- •2.3Устройство твердотельного лазера
- •2.4Система оптической накачки
- •2.5Электрическая схема питания лазера
- •2.6Режимы работы твердотельных лазеров
- •Режим свободной генерации
- •Режим модулированной добротности
- •Режим синхронизации мод
- •3Газовые лазеры
- •3.1Принцип работы и конструкция газовых лазеров
- •3.2Инверсия населенностей в плазме газового разряда
- •3.3Гелий – неоновый лазер
- •3.4Аргоновый лазер
- •3.5Со2-лазер
- •4Полупроводниковые лазеры
- •4.1Физические основы работы полупроводникового лазера
- •4.1.1Энергетические состояния в полупроводниках
- •4.1.2 Излучательные и безызлучательные переходы.
- •4.1.2Условие усиления электромагнитной волны в полупроводнике
- •4.2Инжекционный полупроводниковый лазер на гомопереходе
- •4.3Инжекционный полупроводниковый лазер на гетеропереходе
- •4.4Характеристики и параметры полупроводниковых лазеров
- •4.5Применения полупроводниковых лазеров
- •5Оптические модуляторы
- •5.1Электрооптические модуляторы
- •Линейный электрооптический эффект в одноосных кристаллах
- •Фазовая и амплитудная модуляция света в одноосных кристаллах. Модуляционная характеристика электрооптического модулятора
- •Режимы работы и конструктивные особенности электрооптических модуляторов
- •5.2Акустооптические модуляторы
- •5.3Магнитооптические модуляторы
- •6Волоконно-оптические усилители
- •6.1Принцип работы волоконно-оптических усилителей
- •6.2Устройство и схемы волоконно-оптических усилителей
- •6.3Характеристики и параметры волоконно-оптических усилителей.
- •7Основы нелинейной оптики
- •7.1Поляризация диэлектрика. Нелинейная поляризация
- •7.2Генерация оптических гармоник, суммарных и разностных частот
- •7.3Фазовый синхронизм в одноосных кристаллах
- •7.4Самофокусировка света
- •7.5Двухфотонное поглощение
- •7.6Вынужденное комбинационное рассеивание света
- •8Элементы оптоэлектронных приборов
- •8.1Физические основы работы полупроводниковых светоизлучающих диодов
- •8.2Внутренний и внешний квантовые выходы
- •8.3Потери излучения в светоизлучающем диоде
- •8.4Излучательная и спектральная характеристики светоизлучающего диода
- •8.5Модуляционная характеристика светоизлучающего диода
- •8.6Параметры и электрические характеристики светоизлучающего диода
- •8.7Конструкции излучающего диода и эффективность связи с волоконным световодом
- •8.8Принцип работы полупроводниковых фотоприемников
- •8.9 Внутренний фотоэффект. Фотопроводимость
- •8.10Скорость оптической генерации носителей заряда
- •8.11Процессы рекомбинации носителей заряда
- •8.12Основное характеристическое соотношение фотопроводимости
- •8.13Процессы релаксации
- •8.14Фоточувствительность. Фототок. Усиление фототока
- •8.15Характеристики фотоприемников
- •8.16Фотодиоды
- •Лавинные фотодиоды
- •Параметры лавинного фотодиода лфд-2-а
- •8.17Фототранзисторы
- •8.18Фототиристоры
- •8.19Фоторезисторы
- •Список литературы
- •Содержание
8.10Скорость оптической генерации носителей заряда
Рассмотрим проводимость образца, в котором излучение поглощается равномерно во всем объеме образца (примером является двухфотонное поглощение). В этом случае диффузия носителей и электрическое поле мало, поэтому дрейфовым током можно пренебречь, и стационарная концентрация неравновесных носитетелей устанавливается в результате равновесия двух процессов: генерации и рекомбинации носителей заряда. Уравнения непрерывности в данном случае имеет простой вид:
∂n/∂t=gn- rn, ∂p/∂t=gp-rp, (8.19)
приращение концентрации электронов и дырок в каждый момент равно разности скорости их генерации gn и gp и скорости рекомбинации rn и rp.
Процесс генерации носителей включает тепловое возбуждение электронов и дырок со скоростью g0(T) и их оптическую генерацию со скоростью gф, пропорциональную количеству квантов излучения, поглощаемых в секунду в объеме полупроводника.
Если на единицу поверхности полупроводника падает монохроматическое излучение с мощностью Ф и частотой ν, то в единичном объеме в одну секунду поглощается Ф(1-Rф)α/hν=Nq фотонов, где Rф -коэффициент отражения.
Тогда скорость оптической генерации носителей:
gф=ηNq=ηФ(1-Rф)α/hν , (8.20)
где η –квантовый выход внутреннего фотоэффекта, равный отношению числа генерированных носителей заряда к числу падающих квантов излучения и Ф=Ф0exp(-αx).
В области собственного поглощения ηn=ηp. При hν<Eg квантовый выход собственного фотоэффекта η=0, а начиная с hν0=Е0, η ~ 1. При энергии квантов превышающих порог ударной ионизации, т.е. при hν>(2÷3)Еg, квантовый выход η>1, так как быстрые или так называемые «горячие» электроны способны создавать новые пары носителей заряда путем ударной ионизации.
Зависимость квантового выхода от энергии фотонов имеет следующий вид:
Р ис 8.12.Зависимость η=f(hν) для германия(1) и кремния(2).
Если коэффициент поглощения α мал, что соответствует примесному поглощению, а пластинка полупроводника имеет такую толщину w, что выполняется соотношение αw<<1, тогда скорость генерации носителей g практически не зависит от координаты x. Излучение почти полностью проникает к другой стороне пластинки и отражается обратно. C учетом этого отражения в данном выражении (8.20) добавится множитель (1-Rф)-1.Тогда скорость генерации носителей в случае примесного поглощения для не очень толстых пластинок имеет вид:
gф=αηФ/hν. (8.21)
8.11Процессы рекомбинации носителей заряда
Стационарное значение фотопроводимости определяется временем жизни носителей. В свою очередь, эти время регулируются процессами рекомбинации. Рекомбинация носителей заряда происходит в основном через примесные уровни, так как вероятность захвата электрона на свободный уровень примеси или дефекта (т.е. примесным центром, предварительно захватившим дырку) значительно больше, чем вероятность прямой рекомбинации свободных носителей.
Поэтому специальным введением примесей можно изменять характер рекомбинационных процессов и, следовательно, фотопроводящие свойства полупроводников. Пути рассеяния энергии, выделяющейся при рекомбинации носителей, определяют тип рекомбинационного процесса:
а) при излучательной рекомбинации энергия уносится фотонами;
б) при многофононной рекомбинации освобождающаяся энергия переходит в энергию тепловых колебаний;
в) при Оже-рекомбинации (ударная или трехчастотная рекомбинация) выделяющаяся энергия передается свободному электрону или дырке. Механизм Оже-рекомбинации заключается в том, что происходит столкновение одновременно двух свободных электронов и одной дырки или двух дырок и одного свободного электрона, в результате чего имеет место рекомбинация электрона и дырки и переход третьего носителя в соответствующую зону. При этом выполняется закон сохранения энергии и импульса. Этот третий носитель в результате столкновений с решеткой передает ей избыточную энергию и приходит в равновесное состояние с решеткой;
г) при плазменной рекомбинации энергия передается всей системе свободных носителей. При этом происходит возбуждение плазменных колебаний.
Скорость рекомбинации носителей r прямо пропорциональна их концентрации и центров рекомбинации Nr ,т.е.:
rn=γnnNrn, rp=γppNrp, (8.22)
где γn,p — коэффициент рекомбинации.
Случай, когда γnNrn=const и rn=Сn называется линейной рекомбинацией.
В случае прямой рекомбинации свободного электрона со свободной дыркой Nr n=p=n, тогда скорости рекомбинации:
rn=γnnp=γnn2
(8.23)
rp=γppn=γpp2
Этот случай называется квадратичной рекомбинацией. Прямая рекомбинация, соответственно квадратичная рекомбинация существенна только при высокой концентрации носителей, т.е. при (n,p)>1017см-3. Величина τ=1/γNr имеет размерность времени и называется рекомбинационным временем жизни носителей заряда.