Читать онлайн «Эффект фотонной лавины в кристаллах и наноструктурах: Монография»

Ясно, что после выключения накачки система воз- вращается из состояния S2 в состояние S1 за время порядка наиболее длин- ного из времен релаксации в электронной системе. Энергию переключения системы можно определить следующим образом: Esw ≈ τ eq jth , где τeq – вве- денные выше времена установления квазиравновесного распределения в электронной системе при эффекте фотонной лавины. Типичные значения τeq в случае системы редкоземельных ионов при этом составляют 1÷100 мс при пороговых плотностях энергии накачки, не- обходимых для включения лавинного механизма, Eth ~ 0. 1 ÷ 10 мкДж/мкм2. Столь медленное протекание эффекта фотонной лавины в системах редко- земельных ионов, связанное с малыми значениями сил осцилляторов для актуальных оптических переходов и большими временами жизни возбуж- денных электронных состояний, естественно, ограничивает круг возмож- ностей практического использования этого явления в оптоэлектронике. Поэтому представляет интерес поиск твердотельных систем, где переклю- чение системы осуществлялось бы за значительно более короткие времена 9 с затратой меньшей энергии. Можно предположить, что подходящей сис- темой окажется квантовая яма, где, с одной стороны, силы осцилляторов для переходов между подзонами размерного квантования являются вели- чинами порядка единицы, а с другой стороны, достаточно коротки времена релаксации в электронной системе. Эффекту фотонной лавины в системах с глубокими квантовыми ямами посвящены главы 2 и 3. § 1. 2. Эффект оптического трамплина В рассматриваемых в главах 2 и 3 моделях фотонной лавины ключевую роль играют процессы оже-типа, которые обеспечивают «размножение» электронов в возбужденных состояниях. В модели многократной апкон- версии (или оптического трамплина), которая будет рассматриваться в гла- ве 4, главная роль принадлежит более сложным процессам оже-типа, а именно, процессам второго порядка с участием в элементарном акте фото- нов. Поясним модель оптического трамплина на простом примере. Рас- смотрим диэлектрик или полупроводник с широкой запрещенной зоной (Eg ~ 4–6 эВ). Пусть в кристалле имеется достаточно высокая концентра- ция глубоких двухуровневых примесных центров. Обозначим энергетиче- ский зазор между возбужденным (2) и основным (1) состоянием примесно- го центра через Δ21. Примем для определенности, что расстояние Δc2 от уровня 2 до дна зоны проводимости c и расстояние Δv1 от потолка валент- ной зоны v до уровня 1 таковы, что Δ21 < Δc2, Δv1 < 2Δ21, (1. 1) (см. рис. 1. 2). Пусть на материал падает свет с частотой ω = Δ21/h. Каждый из двух соседних примесных центров (A и B), поглощая фотон hω, перехо- дит из основного состояния 1 в возбужденное состояние 2. Далее может иметь место процесс A02+B02+hω → A01+B++ec: электрон на центре A пере- ходит из состояния 2 в состояние 1, передавая высвободившуюся энергию электрону на центре B, который переходит в зону проводимости c, погло- щая в том же элементарном акте фотон hω (см.