Создание инверсии в полупроводниках

Рассмотрим собственный полупроводник. В условиях термодинамического равновесие (Т = О К) валентная зона полупроводника полностью заполнена электронами (концентрация дырок равна нулю), а зона проводимости пуста. Предположим, что на полупроводник падает поток квантов электромагнитного излучения, энергия которых превышает ширину запрещенной зоны hv > E Падающее излучение поглощается в веществе, так как энергия квантов здесь достаточна для перевода электронов из состояний зоны проводимости в состояния валентной зоны. Другими словами, в результате поглощения излучения в полупроводнике образуются электронно-дырочные пары. Одновременно с процессом образования электронно-дырочных пар протекает процесс их рекомбинации. Результатом акта рекомбинации электронно-дырочкой пары может быть образование кванта электромагнитною излучения (излучательная ре комбинация). Оптические переходы, сопровождающиеся поглощением и излучением электромагнитной энергии в полупроводнике, схематически изображены на рис. 50, из которого видно, что энергия излученного кванта меньше по сравнению с энергией кванта света, генерирующего электронно-дырочную пару (правило Стокса-Роммеля). Разница энергий поглощаемого и излучаемого квантов света преобразуется в энергию колебательного движения атомов кристаллической решетки.

В условиях термодинамического равновесия вероятность перехода с поглощением фотона (валентная зона - зона проводимости) равна вероятности излучательного перехода (зона проводимости - валентная зона).

Предположим, что в результате какого-то внешнего воздействия полупроводник выведен из состояния термодинамического равновесия, причем в нем созданы одновременно высокие концентрации электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне. Электроны переходят в состояние с некоторой энергией F вблизи дна зоны проводимости, аналогично дырки переходят в состояния до энергии F вблизи потолка валентной зоны. Рассматриваемая ситуация иллюстрируется диаграммами, приведенными на рис. 51. Так как все состояния вблизи дна зоны проводимости заполнены электронами, а все состояния с энергиями вблизи потолка валентной зоны заполнены дырками, то переходы с поглощением фотонов, сопровождающиеся увеличением энергии электронов, становятся невозможными. Единственно возможными переходами электронов в полупроводнике в рассматриваемых условиях являются переходы зона проводимости - валентная зона, сопровождающиеся рекомбинацией электронно-дырочной пары и испусканием кванта электромагнитного излучения. В полупроводнике создаются условия, при которых происходит усиление электромагнитной волны. Иными словами, коэффициент поглощения полупроводника становится отрицательным, а рассматриваемая ситуация отвечает состоянию с инверсной плотностью населенности.

 

 

 

Поток квантов излучения, энергия которых находится в пределах от h до h , распространяется через возбужденный полупроводник беспрепятственно. Одновременно с этим начальное поле квантов излучения приводит к росту скорости излучательной рекомбинации, что вызывает увеличение плотности фотонов, которые, в свою очередь, индуцируют дальнейшую рекомбинацию. Образующиеся в процессе вынужденных переходов фотоны обладают теми же характеристиками (энергией, фазой, поляризацией и направлением распространения), что и кванты исходного электромагнитного излучения. Рассматриваемые эффекты оптического усиления, естественно, могут быть использованы для реализации лазерного эффекта в полупроводниках. Для этой цели, как известно, необходимо выполнить два условия: во-первых, усиление за счет индуцированного излучения должно превышать потери и, во-вторых, необходимо ввести положительную обратную связь.

Рассмотрим более детально концепцию инверсной плотности населенности в полупроводниках. Предположим, что под действием кванта электромагнитного излучения. энергия которого превышает ширину запрещенной зоны (hv > Е ), в полупроводнике реализуется оптический переход с образованием электронно-дырочной пары (рис. 50). Электрон в зоне проводимости имеет энергию, которая на величину , превышает энергию дна зоны проводимости. Аналогично дырки в валентной зоне находятся в состоянии с энергией, меньшей энергии потолка валентной зоны на величину . Эти избыточные по отношению к краям зоны энергии электрона и дырки и представляют собой кинетическую энергию.

Если полупроводник освещен потоком квантов электромагнитного излучения с энергией, превышающей ширину запрещенной зоны (h v> Е), то в нем образуется некоторая избьггочная концентрация электронно-дырочных пар. Таким образом, генерируемые светом электронно-дырочные пары являются неравновесными. После отключения внешней освещенности полупроводник стремится вернуться к равновесному состоянию. При этом релаксационные процессы, сопровождающиеся аннигиляцией электронно-дырочных пар. протекают в два этапа. На первом этапе скорости электронов и дырок уменьшаются в результате соударений с ионами (или атомами), находящимися в узлах кристаллической решетки. В результате кинетическая энергия электрона и дырки' уменьшается ( и ) и на энергетической диаграмме электрон смещается ко дну зоны проводимости, а дырка - К потолку валентной зоны. Избыточная кинетическая энергия и , при этом переходит в энергию колебательного движения атомов кристаллической решетки. Схематически этот процесс изображен волнистыми линиями на энергетической зонной диаграмме (рис. 50)

 

Рис. 51. Схема процесса в полупроводнике с инверсной плотностью населенности уровня

Процесс замедления характеризуется некоторой постоянной времени . Согласно теоретическим оценкам постоянная времени для процесса замедления в полупроводниках составляет = 10 с. Второй этап состоит собственно в излучательной рекомбинации электронно-дырочной пары, разделенной энергией h v = Е. в результате которой электронно- дырочная пара аннигилирует с образованием кванта электромагнитного излучения. Этот переход показан сплошной линией на рис. 50 и характеризуется постоянной времени .

 

Для реализации процесса излучательной рекомбинации необходимо выполнить два условия. Во-первых, электрон и дырка должны локализоваться в одной и той же точке координатного пространства. Во-вторых, электрон и дырка должны иметь одинаковые по значению и противоположно направленные скорости.

Иными словами, электрон и дырка должны быть локализованы в одной и той же точке k- пространства. Так как импульс образующегося в результате рекомбинации электронно- дырочной пары фотона значительно меньше по сравнению с квазиимпульсами электрона и дырки, то для выполнения закона сохранения квазиимпульса требуется обеспечить равенство квазиимпульсов электрона и дырки, участвующих в акте излучательной рекомбинации.

Оптическим переходам с сохранением квазиимпульса соответствуют вертикальные в k- пространстве (прямые) переходы. Сохранение квазиимпульса в процессе излучательного перехода может рассматриваться как квантовомеханическое правило отбора (в том случае, когда в акте излучательной рекомбинации не принимают участие третьи частицы, например, фононы или атомы примеси). Невертикальные в й-пространстве (непрямые) переходы имеют значительно меньшую вероятность по сравнению с прямыми переходами, так как в этом случае требуется сбалансировать некоторый разностный квазиимпульс k (рис. 52). Так как импульс, образующийся в акте излучательной рекомбинации фотона, мал, то только его участия в акте излучательной рекомбинации недостаточно для выполнения этой балансировки. Поэтому невертикальные в k-пространстве переходы идут с участием дополнительных частиц, обеспечивающих необходимое значение k.

 

 

 

Рис. 52. Излучательная рекомбинация в полупроводниках с прямой (а) и непрямой (б) структурой зон

Так как одновременная локализация электрона и дырки в одной и той же точке координатного и k-пространства имеет сравнительно малую вероятность, то между временами релаксации и выполняется соотношение << . Иначе, после создания неравновесных электронно-дырочных пар электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне сравнительно быстро замедляются за счет соударений с ионами кристаллической решетки. В результате между электронной подсистемой и кристаллической решеткой, а также дырочной подсистемой и кристаллической решеткой устанавливается в известном смысле как бы равновесное состояние. Для характеристики этих равновесных подсистем можно воспользоваться статистикой Ферми-Дирака, введя энергию Ферми отдельно для электронов в зоне проводимости F и дырок в валентной зоне F . Энергия F , (или F ) соответствует максимально возможной энергии, которую могут иметь в квазинеравновесном состоянии электроны в зоне проводимости (или дырки в валентной зоне) с вероятностью, равной 0,5. Функции распределения для квазинеравновесных электронной и дырочной подсистем имеют вид:

(3.4)

 

 

Квазиуровни Ферми отмечены на энергетической диаграмме (рис. 51) как уровни, отвечающие наибольшей возможности энергии электронов в зоне проводимости F и дырок в валентной зоне F .

Рассмотрим функции распределения в квазинеравновесном состоянии для электронов в зоне проводимости и валентной зоне кристалла при различных энергиях возбуждающего света (энергиях накачки). Заполненные электронами состояния в зоне проводимости и в валентной зоне на рис. 53 заштрихованы. Ширина штрихов характеризует вероятность заполнения соответствующих состояний.

Рис. 53. Вероятность заполнения неравновесными носителями заряда энергетических зон в полупроводнике при малом (а) и большом (б) уровнях возбуждения

 

Энергия накачки такова (рис. 53, а), что создается относительно небольшая концентрация электронно-дырочных пар. В этом случае квазиуровни Ферми для электронов попадают в запрещенные зоны, т. е. F -F < F . Очевидно, что в этом случае вероятность заполнения электроном состояния, соответствующего дну зоны проводимости, меньше 0,5, а вероятность заполнения электроном состояния, отвечающего потолку валентной зоны больше 0,5. Так как состояния в зоне проводимости заполняются электронами с меньшей вероятностью, чем состояния в валентной зоне, то инверсной плотности заселенности в этом случае не возникает.

При большей энергии накачки (рис.53,6) концентрация электронно-дырочных пар может оказаться такой, что квазиуровни F и F окажутся соответственно в зоне проводимости и валентной зоне. При этом состояния вблизи дна зоны проводимости заполнены электронами с большей вероятностью; чем состояния вблизи потолка валентной зоны. Нетрудно заметить, что в этом случае

F -F F и ситуация аналогична изображенной на рис. 51. Так как при условии F -F F плотность заселенности уровней вблизи дна зоны проводимости меньше или равна плотности заселенности состояний вблизи потолка валентной зоны, то указанное условие однозначно определяет факт реализации состояния с инверсной плотностью заселенности в полупроводниках.

Условие возникновения инверсной плотности заселенности в квазиравновесном полупроводнике при F -F F может быть обосновано в рамках строгой теории. Как известно, взаимосвязь между вероятностями поглощения и испускания фотона в единицу времени в процессах, изображенных на диаграмме рис. 51, определяется выражением

где n - вероятность заполнения фотонами данной моды электромагнитных колебаний (число фотонов в моде). В соответствии со статистикой Бозе-Эйнштейна имеем

 

Известно, что коэффициент поглощения (в состоянии термодинамического равновесия) есть вероятность поглощения фотона на одной единице пути пробега в веществе. Тогда очевидно, что вероятность поглощения фотона в единицу времени будет v , где v - групповая скорость волнового пакета. Так как в рассматриваемой моде содержится n , фотонов, то число фотонов, поглощаемых в единицу времени, может быть вычислено как v n , а число спонтанно излучаемых фотонов в условиях термодинамического равновесия v .

Если рассмотреть излучение и поглощение в пределах всей спектральной линии, ширина которой составляет v, то необходимо учесть, что плотность электромагнитных мод, которые могут взаимодействовать с парой энергетических уровней, равна

где q = n vlс - значения волнового вектора излучения; множитель 2 учитывает две перпендикулярные поляризации, Таким.образом, плотность фотонов, участвующих в переходах, будет Р = и, следовательно, число переходов в единицу времени

составит v Р .

В общем случае в квазинеравновесном состоянии вероятности заполнения уровней определяются функциями Ферми f и f , содержащими характерные параметры Е и E .

Тогда с учетом вышеизложенного число фотонов, спонтанно испускаемых в единицу времени в одной единице объема вещества в пределах всей линии излучения, следует представить как

Аналогично скорость вынужденного излучения будет

а скорость поглощения

Обобщая три последних выражения, можем найти, что суммарный коэффициент поглощения а„определяемый как разность между скоростями поглощения, а также спонтанного и вынужденного излучения, равен

 

где - коэффициент усиления полупроводника. Используя выражения (3.5)-(3.9), получаем

С учетом выражений (2.2.4) для функций Ферми имеем

где hv=E =E есть энергия фотона; - расстояние между квазиуровнями Ферми.

Из выражения (3.9) следует, что для получения отрицательного поглощения > 0 необходимо выполнить неравенство f , что возможно лишь при условии

(3.10)

Наряду с рассмотренной здесь оптической накачкой состояние с инверсной плотностью населенности в полупроводниках может создаваться и другими способами. Широко используемыми на практике способами являются: 1) возбуждение за счет инжекции неосновных носителей заряда через р-n-переход; 2) возбуждение электронным лучом; 3) возбуждение в сильном электрическом поле. Во всех этих случаях критерием реализации состояния с инверсной плотностью населенности остается условие (3.10).

 

Лазеры на гомоструктурах

 

Наиболее легко и эффективно инверсия населенности достигается в р-п-переходах за счет инжекции электронов.

Известно, что в сильнолегированных (вырожденных) полупроводниках, когда одному и тому же значению энергии соответствуют различные электронные или дырочные состояния, в р- и п-областях уровни Ферми находятся в пределах разрешенных зон и при тепловом равновесии эти уровни для электронов и дырок совпадают (рис. 54, а). В области р-п- перехода образуется потенциальный барьер, не позволяющий переходить основным носителям из зоны в зону. Если же к переходу приложить напряжение U в прямом направлении, то потенциальный барьер в области р-п-перехода уменьшается на значение энергии, соответствующей этому напряжению. Как правило, это напряжение оказывается приложенным к переходу, вследствие чего равновесие носителей тока нарушается. Если при тепловом равновесии распределение электронов и дырок можно было описать с помощью квазиуровня Ферми, то при наличии приложенного электрического поля заполнение состояний нужно рассматривать отдельно для зоны проводимости и отдельно для валентной зоны. При включении прямого смещения возникает диффузионный поток электронов через р-п-переход, который стремится поднять квазиуровень Ферми F для электронов в р-области до его уровня в п-области. Инжектированные электроны после диффундирования на небольшое расстояние, определяемое диффузионной длиной, рекомбинируют с дырками; в результате возникает стационарное состояние, при котором скорость рекомбинации электронов в точности сбалансирована скоростью их инжекции. Совершенно аналогичны рассуждения и для дырок в валентной зоне. При наличии стационарного состояния положение квазиуровней Ферми для двух типов носителей в области перехода меняется (рис. 54, б). Основные носители вытягиваются из контакта, чтобы обеспечить условие нейтральности.

В настоящее время гомоструктурные лазеры (лазерные диоды) в основном изготовляют из GaAs или Ga Al As. Структура лазерного диода на р-п-переходе представлена на рис. 55. Обычно р-п-переход формируется путем эпитаксиального, выращивания слоя р-типа на подложке п-типа. Электрический ток является источником энергии накачки, необходимой для создания инверсии населенности в активной зоне, примыкающей к р-п-переходу. Две параллельные торцовые поверхности изготавливаются путем скола по кристаллографической оси для работы в качестве зеркал резонатора и создания положительной оптической обратной связи, необходимой для генерации излучения. В силу большого показателя преломления полупроводникового материала коэффициент отражения от граней составляет 30-35%. Боковые грани лазерного кристалла имеют неровности, для того чтобы подавить поперечное нежелательное распространение света.

К основным параметрам, характеризующим лазерный диод, относятся спектр частот излучения (оптические моды), пороговый ток, выходная мощность излучения и эффективность работы.

Когда ток проходит через лазерный диод, то свет генерируется за счет инверсии населенности посредством спонтанного и стимулированного излучений. Вследствие отражения от торцов свет многократно проходит через активную область и преимущественно усиливается стимулированным излучением. Внутри лазерного диода устанавливается стоячая волна с целым числом полуволн между торцовыми поверхностями. Модовое число т задается числом полуволн

m=2Ln/

где L - расстояние между торцами; п - показатель преломления; - длина волны излучения в вакууме. Модовое разделение можно установить, взяв производную dm/d . Тогда

При dm = -1, что соответствует потере одной полуволны в резонаторе, получим выражение для медового разделения:

Спектр излучения лазерного диода представлен на рис. 56. Обычно существуют несколько продольных мод, имеющих длины волн вблизи пика спонтанной эмиссии. Модовое разделение для полупроводникового лазера на основе GaAs составляет d 0,3 нм. Для того чтобы лазер работал в одномодовом режиме, необходимо каким-либо способом подавить нежелательные боковые моды, оставив основную центральную.

 

Лазерный диод не сразу начинает излучать при приложении к нему напряжения от внешнего источника. При малом токе имеет место спонтанное излучение (рис. 56) с шириной спектра излучения в несколько сотых микрометра. По мере нарастания тока накачки в области р-п-перехода создается высокая степень инверсии населенности и излучается больше света. Отдельные фотоны многократно проходят строго в плоскости р-п-перехода и перпендикулярно к торцам диода усиливаются. С возрастанием тока накачки испускаемое диодом излучение существенно сужается одновременно по ширине спектра и по пространственной расходимости. Когда возникает индуцированное излучение. интенсивность излучения увеличивается за счет образования большого количества электронно-дыро чных пар в единицу времени. Спонтанное излучение подавляется вследствие того, что образовавшиеся первоначально фотоны повторяют себя при прохождении через активную область. Излучение лазерного диода, полученное при плотностях тока выше порогового, является когерентным, При этом форма кривой спектрального распределения резко изменяется от широкой кривой распределения спонтанной эмиссии 1 к кривой с несколькими узкими модами 2 (рис. 56).

Значение порогового тока в зависимости от природы материала и геометрических параметров можно получить из следующих рассуждений. Пусть в области р-п-перехода существует светоизлучающий слой толщиной D, который больше толщины d слоя с инверсной населенностью. Так, в лазерном диоде из GaAs d 1 мкм, D 10 мкм. Тогда можно положить, что из всех существующих электронно-дырочных пар только часть d/D остается в активной области и может участвовать в индуцированном излучении.

Положим, что световая волна распространяется в кристалле и на каждую торцовую поверхность падает световой поток мощностью P , а коэффициент отражения торца р при наличии лазерного излучения произведение рР, экспоненциально увеличивается в зависимости от длины активной зоны L. Существующие потери световой волны значительно перекрываются лазерным усилением за счет индуцированного излучения. Каждый торец диода излучает свет мощностью Р .. Если [см — коэффициент потерь для волны при ее распространении в кристалле, а [см ] - коэффициент усиления, то мощность в зависимости от пройденного волной расстояния вдоль активной области будет

Усиление волны происходит только в области с инверсной населенностью, поэтому величину необходимо умножить на d/D, в то время как потери имеют место по всему объему и поэтому коэффициент не имеет такого множителя. Тогда при прохождении полем кристалла длиной L будем иметь:

Таким образом, условие лазерного излучения имеет вид

(3.11)

Коэффициент усиления связан с плотностью инжектированного тока. Выражение для величины будет

(3.12)

где для GaAs при комнатной температуре квантовая эффективность g = 0,7, длина волны излучения в вакууме = 9,0 см, показатель преломления n = 3,34 при ; - ширина полосы спонтанного излучения, = 1,5 с ; е - заряд электрона; d - толщина активной области, d = 10 см; I - плотность инжектируемого тока.

Выражение (3.12) справедливо для допорогового тока. Подставляя (3.12) в (3.11), получим

(3.13)

 

Левая часть в выражении (3.13) описывает усиление волны за один проход, а правая часть - потери. Из (3.13) найдем значение порогового тока, достаточное для покрытия потерь:

) (3.14)

Слагаемое - определяет потери на излучение. Коэффициент отражения может быть выражен через коэффициент пропускания = 1 - р, и тогда разложение в ряд имеет вид

=

Пренебрегая членами высокого порядка по , найдем

Тогда выражение (3.14) представим в виде

(3.15)

Формула (3.15) справедлива для приближенных расчетов. Так. для GaAs при Т = О К отбрасывание членов и более высокого порядка приводит к неточному подсчету порогового тока. Из формулы (3.15) также следует, что для уменьшения I необходимо уменьшить D и наиболее оптимальным условием будет D = d. Это условие практически удается осуществить на гетероструктурах, где имеет место одно- и даже двухстороннее ограничение оптического поля.

Выходная мощность и эффективность лазерных диодов могут быть приближенно оценены, если исходить из следующих рассуждений. Рассмотрим потери внутри диода на небольшом расстоянии z (рис. 55). В первом приближении мощность потерь равна

Р =Р(1 — е ) =Р(1 — ) = .

Тогда поглощаемая мощность на длине L составит

 

Эффективность лазерного диода по генерируемой мощности будет

Подставляя значения из выражения (3.11), получим

(3.16)

В данном выражении коэффициент потерь определяет внутризонное поглощение и поглощение на свободных носителях, а также потери на дефектах кристаллической решетки, приводящие к рассеянию. Мощность на выходе лазерного диода можно определить по формуле

P =g P = g (

где Р - мощность, генерируемая внутри лазерного диода, за один проход; L, W, v - длина, ширина, частота генерации. Представляя значение g из (3.16), получим

(3.17)

В выражении (3.17) Р характеризует мощность излучения с обеих торцовых поверхностей лазерного диода. Общая эффективность лазерного диода по мощности определяется выражением

(3.18)

Выражение (3.18) справедливо для порогового и выше порогового режимов при комнатной температуре. Для плотностей тока ниже порогового это выражение несправедливо. С повышением температуры имеет место увеличение , уменьшение g и P . Поэтому для уменьшения отрицательного влияния нагрева р-п-перехода лазерные полупроводниковые диоды работают в импульсном режиме, при котором плотности тока в лазерном режиме составляют около 10 А/см . Но поскольку площадь диода приблизительно 10 см , максимальный ток достигает 10А. Гетеро-структурные лазеры позволяют, как отмечалось ранее, за счет ограничения оптического поля работать при комнатной температуре при резком уменьшении тока накачки. Таким образом, в объеме полупроводника созданы высокие концентрации электронов и дырок. Рекомбинация носителей происходит в непосредственной близости от перехода с последующим излучением.

Чем большее количество носителей тока инжектируется в область р-п-перехода, т. е. чем больше ток через переход, тем больше будет актов рекомбинации электронов и дырок и тем больше будет интенсивность излучения и коэффициент усиления полупроводника. Такому полупроводнику можно обеспечить положительную обратную связь, и в этом случае будет иметь место генерация. Положительная обратная связь у полупроводниковых лазеров обеспечивается парой отражающих зеркал, образующих интерферометр Фабри-Перо. У полупроводниковых лазеров отражающими зеркалами служат сколотые относительно определенной кристаллографической оси грани кристалла. Коэффициент отражения граней достигает 30-35%, что является достаточным для обеспечения условия самовозбуждения.

После достижения порогового тока через р-п-переход наблюдается излучение на нескольких модах, каждая из которых характеризуется значительной спектральной шириной, составляющей около 25 МГц. С возрастанием тока через р-п-переход ширина спектра уменьшается и может составлять 150 кГц. Модовая структура излучения зависит от геометрии резонатора. Ввиду небольших его размеров расходимость излучения лазера определяется в общем случае дифракционным пределом

где D - апертура резонатора. Для = 0,73 мкм и D = 12x24 мкм расходимость составляет 5 и 2,5 в двух взаимно перпендикулярных направлениях.

Разница частот между продольными модами значительно меньше, чем следует из выражения для резонансных частот:

где т - целое число;n - показатель преломления; L - длина оптического резонатора. Этот эффект определяется зависимостью показателя преломления от частоты. Коэффициент усиления полупроводниковых лазеров может быть порядка 1000 при силе тока в несколько ампер. КПД полупроводниковых лазеров значительно выше, чем у гелий-неонового или рубинового. Особенно он высок у полупроводниковых лазеров, работающих при глубоком охлаждении. Типичный лазер на GаАs может работать в импульсном или непрерывном режимах при низких температурах или в импульсном режиме при комнатной температуре. Некоторые характеристики полупроводниковых лазеров приведены в табл. 7.

Табл. 7. Характеристики полупроводниковых лазеров.

Полупроводник	Длина волны излучения, мкм	Рабочая температура, К	Пороговый ток, А/см2	Показатель преломления
InP	0,9		3-Ю3	3,26
InS	3,1	4,2	10j	3,42
GaAs	0,84		10J	3,3
GaSb	0,78		10j	3,74
PbTe	6,5		10j	5,75

 

 

Пучок электронов

 

 

 

 

Рис. 57. Схема лазера, накачиваемого электронным пучком.

Инверсия населенности в p-n-переходе может быть достигнута также за счет бомбардировки быстрыми (до 1 МэВ) электронами полупроводников с прямыми переходами. Механизм создания инверсии населенности при бомбардировке полупроводника быстрыми электронами состоит в следующем. Пучок электронов в вакуумной камере направляется на кристалл полупроводника со сколотыми гранями (рис. 57). В кристалле образуются электронно-дырочные пары, причем на образование одной пары тратится энергия, в 3-5 раз превышающая ширину запрещенной зоны в полупроводнике, поскольку значительная часть энергии быстрых электронов идет на взаимодействие с кристаллической решеткой полупроводника. Тем не менее, электрон с энергией 50 кэВ в GaAs образует в среднем 104 электронно-дырочных пар. Таким образом, требуемый ток электронного пучка намного меньше тока, который должен проходить через p-n-переход. В кристалле образуется слой активного вещества с инверсной населенностью. Толщина этого слоя определяется энергией быстрых электронов и составляет несколько десятков микрометров, что на порядок выше, чем у инжекционных полупроводниковых лазеров. Этот факт приводит к тому, что у лазеров с накачкой быстрыми электронами импульсная мощность излучения значительно выше.

После достижения порога генерации происходит лавинообразный процесс рекомбинации образовавшихся электронно-дырочных пар с последующим излучением. Для снижения порога генерации..полупроводниковые кристаллы охлаждают. Лазеры работают, как правило, в импульсном режиме, поскольку у них слишком высокий порог генерации, который не удается практически обеспечить в непрерывном режиме.

В настоящее время получена генерация у полупроводниковых лазеров на основе CdTe. CdSe, CdS, ZnS, GaSb, PbSe, GaAs при их бомбардировке быстрыми электронами. Длины волн излучения лежали в диапазоне, от УФ-области до ближней ИК-области спектра. Охлаждение полупроводникового лазера до температуры жидкого азота ограничивает применение^ полупроводниковых лазеров с на,качкой быстрыми электронами. Кроме того, бомбардировка полупроводникового кристалла быстрыми электронами вызывает рентгеновское излучение, которое требует специальной защиты. Защита вместе с громоздкой

криогенной системой значительно увеличивает габаритные размеры и массу лазера. Из-за этих причин лазеры находят ограниченное применение в практике.

Электроны высоких энергий не проникают глубоко в полупроводник. Большинство электронно-дырочных пар, формирующих слой инверсной населенности, возникает на глубине в несколько микрометров от бомбардируемой поверхности. Так, при энергии электронного потока в 50 кэВ толщина слоя с инверсной населенностью составляет в GаАs около 4 мкм.

В отличие от инжекционных лазеров и лазеров с электронной накачкой еще имеются полупроводниковые лазеры с туннельной инжекцией. Эти лазеры накачиваются током электронов или дырок, которые достигают активной области путем туннелирования через энергетический барьер. Указанные лазеры пока еще не приобрели большой известности из-за технологических трудностей их изготовления с приемлемой плотностью накачки.