1tom - 0380.htm
ее
О
х
ш
о. ш
О
а ш
неоднородностях. Для этого на поверхность вол но водного слоя Г. наносится дифракц. реш╦тка с периодом Л (рис. 3), кратным целому числу полуволн излучения в среде: A=mA<j/2jV. Здесь X ≈ длина волны лазерного излучения в вакууме, N ≈ эффективный показатель преломления волноводнои моды, т- ≈ порядок брэггов-ского отражения. Различают Г. с распредел╦нной обратной связью (РОС), когда световая волна взаимодействует с решеткой в области усиления, и с распредел╦нным брэгговским отражением (РБО), когда реш╦тка
Кон:акты
Л
Контакт
Импламтированные области
446
Рис. 3. Схема двух полосковых гетеролазеров с распредел╦нным брэгговским отражением. Локализация протекания тона в узких полосках достигается за сч╦т высокого электрического сопротивления областей, подвергнутых ионной имплантации; световое поле локализовано в составном волноводе, образованном слоями n = Al0,1Ga(,,eAs, p~GaAs, а неравновесные носители локализованы в слое P^GaAs, Л ≈ таг дифракционной реш╦тки.
нанесена на пассивную часть волноводнои структуры Г. РОС- и РБО-Г. характеризуются узкополосностью нм) и высокой температурной стабильностью 0,05 ни/К). Дифракц. реш╦тка используется в РОС-Г. также для вывода излучения, что улучшает направленность излучения и повышает его мощность. РБО-Г. могут быть сформированы в едином технол. процессе с др. элементами интегральной оптики, базирующимися на полупроводниковых волноводных гсте-роструктурах.
Г. осуществл╦н впервые в СССР (1968), а затем в США (1069) на гетероструктуре GaAs≈ AlAs. Г. перекрыли диапазон Х0 от ж╦лто-зел╦ной области до несм. десятков мкм (1980). Тв╦рдые растворы Ga^Inj^^ASyl1!.^, изопвриодичеекие с подложкой GaP^Asj.^ позволили создать самые коротковолновые инжекционные Г. (при Г~ЗООК). Эти же тв╦рдые растворы, мзо-периодические с подложкой 1пР, позволяют получать ниукопороговые инжекционные Г. для ^в~1≈1,0 мкм (наиб, перспективного для волоконно-оптич. линий связи). Тв╦рдые растноры In^Gai.^As^Sbj^, изопернодн-ческис с подложкой GaSb и AlSb, перспективны для X≈2≈4 нм. Дальняя ИК-область (А0>5мкм) осваивается с помощью тв╦рдых растворов PbS^Se^^b^Sj.^Te. Лит.; Богдантсевич О.В.,Дарзнек С.А., К л и-с е е в П. Г., Полупроводниковые лазеры, М., 1976; К в й-с и Х..г П а н и ш М-, Ла.черы на гетероструктурях, пер. с англ., т. 1 ≈ 2, М., 1981; Елисеев П, Г., Введение в физику инжгкционных лазеров, М., 1983,
Ж. II. Алферов, Е. Л. Портной.
ГЕТЕРОПЕРЕХОД ≈ контакт двух различных по хим. составу полупроводников. Г. может быть образован между двумя монокристаллич. или аморфными полупроводниками, между монокристаллич. и аморфным полупроводниками, однако наиб, практик, значение имеют Г., образованные монокристаллами. На границе Г, происходит изменение свойств полупровод-пикового материала: структуры энергетич. зон, ширины запрещ╦нной зоны 8g, эффективных масс носителей заряда, их подвижности и т. д. Г. наз. и з о т и п н ы м, если он образован полупроводниками с одинаковым типом проводимости, и а н и з о т л п н ы м, если проводимость разного тина. Одними из первых были получены и исследовались Г. Ge≈GaAs.
Для получения идеальных монокристаллич. Г. (без дефектов реш╦тки и поверхностных состояний на границе раздела) необходимо, чтобы у полупроводников сов-
падали типы кристаллических реш╦ток, их периоды (изопериодичность) и коэф, термич. расширения. Практически важны Г., близкие к идеальным. Для их полу-чения периоды реш╦ток а должны совпадать с точностью ~ 0,1%. Пример идеального Г.: GaAs ≈ тв╦рдый раствор AljcGat-jpAs. В зависимости от способа получения Г. толщина / переходной области между двумя однородными полупроводниками может варьироваться в широких пределах, в наиб, резких Г. Z~20 A (4≈5 атомных слоев).
Зонная диаграмма описывает большинство злектрнч^ оптич. н др, свойств Г. Для ей построения необходимо знать ширины запрещ╦нных зон 8g, работы выхода Ф, электронное сродст,во ∙/, и диэлектрическую проницаемость е для обоих полупроводников. Рассмотрим, напр., зонную диаграмму идеального резкого анизотип-ною п≈Р-Г. (заглавная буква здесь и дальше обозначает более широкозонный полупроводник, имеется в виду ширина запрещ╦нной зоны). При приведении полупроводников (рис. 1, а) в контакт в системе устанавливается термодинамич. равновесие (рис. 1, б), к-рое характеризуется единым ферми-уровнем £ f для обоих полупроводников и наличием контактной разности потенциалов U^\\ie\\ (<!>!≈Ф2)| (е ≈ элементарный заряд) и электрич, поля Е в приконтактной области.
В идеально резком Г. контактный потенциал V(z) и энергия электрона вблизи поверхности образца еУ (z}≈ непрерывные ф-ции координаты z, нормальной к границе Г., прич╦м V{z)≈'t¥(z). Поэтому непрерывна и нормальная составляющая вектора электрич. индукции D1 = ^1E1≈DZK^E^ гДе #i и Е% ≈ нормальные составляющие электрич- поля в полупроводниках вблизи границы раздела. Отсюда следует, что на границе резкого Г. при fij^Ea нормальная составляющая электрич. поля Е (z) имеет разрыв, а т. к. Е (z} = ≈ dV(z)fdzt то V(z) и Y (z) имеют излом. Предполагается, что величины % и £g обоих полупроводников постоянны вплоть до границы раздела. Т. к. Ч? (z) непрерывна, то
Уровень .вакуума
о
I"
^~
и: о>
*
Ф,
Т
-h-
-^2
S
а
/ " z
Рис. 1. Построение зонной диаграммы идеального резкого п≈ Р-гетер опер ех ода: а ≈ зонные диаграммы двух изолированных
≈ дно зоны проводимости,
≈ потолон ва-
проводников,
лентной зоны, ╦р≈ уровень Ферми {энергии отсчитываются от
энергии е "V (z> в вакууме вблизи поверхности полупроводника); б≈ зонная диаграмма п-Р-гетсроперехода-
и
на границе Г. имеют место раз-
при рывы:
= \\£g2≈£gi≈&£c\\. Ф-ция V(z) находится из решения Пуассона уравнения. В случае невырожденного п≈Р-Г. из этих решений следует, что Уг и У2, приходящиеся на полупроводники п- и Р-типов, связаны соотношением
vT ^^ "w ^ с-. т ( *
где Лгд, и Л^дя ≈ концентрации доноров и акцепторов в полупроводниках 1 и 2. Из (1) следует, что при небольшом различии ╗! и Е2 изменение потенциала V (z} происходит гл. обр. в слаболегир. полупроводнике. Для невырожденного п≈N-T. (рис, 2) величины V1 и F2 связаны неравенством;
""" 1--J, (2)
")
}
