GaAs коэффициент поглощения

Теоретически для прямозонных кристаллов (GaAs, InP) коэффициент поглощения должен зависеть от температуры в основном из-за изменения ширины запрещенной зоны [c.112]

Рис. 10. Спектральные зависимости коэффициента поглощения для света р-поляризации (а) и сдвига фаз Д5 между волнами р- и л-поляризаций (б) для структуры GaAs/Alo Ga о 6 As с периодическим набором квантовых

Plie. 18.36. Край полосы оптического поглощения и экситонный пик поглощения в GaAs при 21 °К [12]. Наблюдаемый экситонный пик обусловлен наличием экситонного уровня у дна зоны проводимости и поглощением фотонов с энергиями, близкими к Eg — ширине запрещенной зоны. По вертикальной оси отложены значения коэффициента поглощения а, который входит в выражение для интенсивности поглощаемой волны /(x)=/oexp(—ах). По форме кривой поглощения можно найти ширину запрещенной зоны и энергию связи экситона. В данном случае Eg = 1,521 эВ, энергия связи равна 0,0034 эВ. [c.634]

Мы уже упоминали выше о зондировании разупорядочения полупроводниковых кристаллов при ионной HNmnaHiannn с помощью ГВГ в случае нецентросимметричного исходного кристалла, например GaAs, разупоря-Дочение проявляется в падении интенсивности сигнала ВГ с ростом дозы имплантации. Ясно, что этот процесс можно регистрировать в общем случае и с помощью генерации суммарной частоты (ГСЧ) при отражении со = U1 + С02, причем ji =5 С02. Если линейный коэффициент поглощения среды обладает дисперсией, то, меняя длину волны регистрируемого нелинейно-оптического отклика, мы одновременно будем менять и глубину приповерхностного слоя, в котором этот отклик формируется. Например, если [c.233]

В этой главе выводятся выражения для распределения оптического поля в направлении, перпендикулярном плоскости р — п-перехода в гетеролазерах, и даны характерные численные примеры для GaAs—Al.,Gai-.tAs-reTepo TpyKTyp. Рассмотрение распределения оптического поля вдоль плоскости перехода проводится после обсуждения в гл. 7 лазеров с полосковой геометрией, Уравнения Максвелла приведены в 2 настоящей главы, где также выводятся соотношения, связывающие проводимость и диэлектрическую проницаемость с коэффициентом поглощения и показателем преломления. Вывод этих соотношений помогает лучше понять процесс распространения волн и позволяет [c.32]

Мнимая часть показателя преломления определяется коэффициентом экстинкции к и связана с коэффициентом поглощения соотношением (2.2.61). На рис. 2.5.6 и 2.5.7 приведены значения коэффициента поглощения прн 297 К Для сильно легированного GaAs п- и р-типов соответственно [41]. В области [c.60]

Ю- Сравнение рис. 2.5.6 и 2.5.7 показывает, что поглощение на свободных носителях больше в GaAs р-типа, но даже в этом случае k все же очень мало. Из этих рисунков следует также, что коэффициент поглощения в указанном диапазоне энергий фотонов имеет максимальное значение Ы0 см , что дает максимальное значение й ж 0.072. Таким образом, в гетероструктурах, в которых на границах волновода происходит значительное изменение п, мннмой частью N можно пренебречь, за исключением области, где а 10 см . Однако когда изменение п на границах мало, что имело место в ситуациях, рассмотренных в 3 настоящей главы, важную роль может сыграть учет коэффициента экстинкции k, что обусловлено усилением в активной области. Численные значения п, приведенные на рис. 2.5.2—2.5.5 и в табл. 2.5.1, будут использованы при решении дисперсионных уравнений для типичных гетеролазеров. [c.62]

Определенный выражением (3.6.23) матричный элемент был использован в вычислениях оптического поглощения н усиления в GaAs с примесями ]50, 59—61], а также с некоторыми изменениями, учитывающими другое строение зонной структуры, в аморфном Si [11]. Детальное сравнение экспериментальных и вычисленных значений коэффициента поглощения в сильно легированном GaAs проведено в работе [51]. Результаты этого сравнения приводятся в следующем параграфе. [c.177]

Сравнение показывает, что для GaAs я-типа согласие между экспериментальными значениями коэффициента поглощения и значениями, рассчитанными по модели ГЛГ — МЭС, не такое хорошее, как для материала р-типа [51]. Такие общие черты поведения экспериментально полученных зависимостей а (Я) при изменении концентрации свободных электронов по, как сдвиг Бурштейна [65] и уменьшение наклона кривой а(Е) при увеличении п, присущи также и расчетным зависимостям а(Е). Трудность может быть связана с тем, что на значения коэффициента поглощения в сильно легированном теллуром GaAs rt-тнпа могут влиять преципитаты [66, 67]. [c.185]

Из проведенного выше сравнения экспериментальных и вычисленных значений коэффициента поглощения следует, что в модели для расчета оптических спектров необходимо использовать как плотность состояний, учитывающую хвосты зон, так и матричный элемент, зависящий от энергии. Для p-GaAs эта модель дает правильную форму кривой коэффициента поглощения и предсказывает ее изменение с увеличением концентрации дырок, согласующееся с наблюдаемым экспериментально. Однако при низких энергиях спад расчетной кривой происходит значительно быстрее, чем экспериментальной, а в области высоких энергий вычисленная интенсивность поглощения примерно в 1,5—2,1 раза меньше истинной. Дин [68] отметил, что увеличение Мь в 1,2 раза, полученное Чейди и др. [69] при учете вклада в Мь от более высоких зон, приводит к уменьшению указанной расходимости до 1,2—1,7 раза. Считают, что остающееся расхождение истинной и расчетной интенсивностей поглощения обусловлено не учитываемым в предложенной выше модели электрон-дырочным взаимодействием, которое приводит к возрастанию оптического матричного элемента [70, 71]. [c.185]

Рис. 3.8.6. Рассчитанный по модели ГЛГ — МЭС коэффициент поглощения (усиления) в GaAs. При расчетах учитывалось сужение запрещенной зоны вследствие накачки. Уровень накачки характеризуется величиной / ом [61].

Специалисты полагают, что удешевление фотоэлементов за счет перехода к аморфному кремнию вместо монокристалличе-ского сделает метод прямого преобразования солнечной энергии в электрическую конкурентноспособным по сравнению с другими методами получения энергии. Подробное описание солнечных батарей на аморфном кремнии дано в i[68]. В настоящее время наиболее перспективным материалом считается определенным образом приготовленный аморфный сплав кремния с водородом, фотогаль-ванический эффект в котором был открыт в 1974 г. К 1978 г. КПД солнечных батарей на этом материале достиг 6%. Эта величина в 3—4 раза меньше достигнутой на кристаллических Si и GaAs, однако в последних максимальные значения КПД были получены через 20 лет после открытия соответствующего эффекта. Это подтверждает несомненную перспективность аморфных материалов для использования в солнечных батареях. Для успешной реализации этих батарей необходимо выполнение ряда условий, таких, как большой коэффициент оптического поглощения (в широкой области спектра), эффективный сбор носителей электричества на обеих сторонах полупроводникового материала (пленки), достаточно большой внутренний потенциал, определяющий ЭДС элемента. Эти условия определяются оптическими и электрическими свойствами аморфных полупроводников и в конечном счете энергетическим спектром электронов. Поэтому далее мы перечислим некоторые характерные свойства этих материалов, достаточно тесно связанные с картиной распределения состояний электронов по энергетическим зонам. [c.284]

В дальнейшем фоторефрактивная голографическая запись была получена на целом ряде полупроводников [57—63], наиболее популярным из которых остается GaAs. Сообщалось о записи с использованием диффузионного механизма формирования объемного заряда [57] и с применением постоянного [61] и переменного [60,63] электрических полей. Именно в последнем случае был достигн)т рекордно большой коэффициент усиления Г 7 см [63] и впервые получено усиление (с учетом поглощения) сигнального пучка по сравнению с падающим на кристалл. Этот результат позволяет предсказать появление вырожденных по частоте оптических генераторов на полупроводниках в ближайшем будущем ). [c.55]

Весьма эффективно происходит ФЛ при рекомбинации электронов и дырок в монокристалах прямозонных полупроводников (GaAs, InP и т.д.). Вероятность излучательной рекомбинации электрона и дырки для прямозонных полупроводников на 5-6 порядков выше, чем для непрямозонных (Si, Ge и т. д.). Например, коэффициент излучательной рекомбинации при 300 К составляет примерно 2 10 см с для Si и 7 10 ° см с для GaAs [2.34]. Квантовый выход ФЛ для GaAs при комнатной температуре составляет примерно 0,07, остальные 93 % поглощенных квантов полностью превращаются в тепло. Величина энергетического выхода ФЛ в этом случае еще меньше. [c.55]

Рис. 30. Коэффициент межзонного поглощения в бесконечно глубоких квантовых ямах GaAs различной толщины (100 и 300 А).

Сигнал второй гармоники регистрировался с помощью быстродействующего фотоумножителя и мог наблюдаться на экране запоминающего осциллографа. Результаты эксперимента показаны на рис. 4.2. Видно, что сигнал второй гармоники исчезает (рис. 4.2г), как только на поверхности кристалла возникает расплав, регистрируемый также по появлению фазы высокого отражения (рис. 4.26), и вновь появляется при рекристаллизации поверхности, когда отражательная способность поверхности также принимает величину, типичную для кристаллического GaAs. Изменение коэффициента линейного отражения можно было бы приписать электронно-дырочной плазме, созданной в приповерхностном слое полупроводника при поглощении лазерного излучения. Однако наблюдаемое при этом изменение интенсивности второй гармоники однозначно указывает на структурный фазовый переход, т.е. плавление. [c.231]

Дюкуэнг [15] наблюдал флуктуации коэффициента, связывающего величины /2 и I] для различных импульсов рубинового лазера с модулируемой добротностью. Иногда импульс с меньшей интенсивностью излучения основной частоты давал более мощную гармонику. Однако между двумя нелинейными процессами одного порядка, вызванными одним и тем же лазерным импульсом, существует регулярное соответствие, не подверженное флуктуациям (для их наблюдения излучение лазера разделяется на две части с помощью полупрозрачного зеркала). Этот метод позволяет получить надежные относи-сительные величины нелинейной восприимчивости. На фиг. 21 приведена схема экспериментальной установки, на которой измерялась нелинейная восприимчивость GaAs ее величина определялась по отношению к нелинейной восприимчивости, обусловливающей генерацию второй гармоники в KDP или кварце. Если перед кварцевым кристаллом помещалась рассеивающая пластинка из матированного стекла, не обладающая поглощением, то указанное регулярное соответствие нарушалось. Пространственное распределение мод в двух образцах нелинейного вещества переставало быть идентичным. Этот эксперимент убедительно показывает, что в импульсе рубинового лазера генерируются одновременно несколько мод [c.208]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...