Многофотонное поглощение и эффект фотонной лавины в кристаллах и наноструктурах

• Автор: Иванов, Андрей Витальевич
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2007
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 145 с. : ил.

Глава 1. Предпробойная генерация электрон-дырочных пар в широкозонных
кристаллах
1.1. Механизм генерации носителей для трехзонной модели кристалла
1.2. Вероятности многофотонных переходов с участием свободных носителей
1.3. Эффект многофотонной лавины
Выводы к главе
Глава 2. Многофотонные переходы оже-типа в нанокристаллах AgBr
2.1. Теория многофотонных межзонных переходов с участием свободных носителей в непрямозонном кристалле
2.2. Нелинейное поглощение в нанокристаллах А§Вг
Выводы к главе
Глава 3. Каскадно-лавинная генерация электрон-дырочных пар в структурах с
глубокими квантовыми ямами
3.1. Модель лавинного процесса в квантовой яме
3.2. Вероятности оже-переходов для гетероструктур с квантовыми ямами типов I и II
3.3. Описание кинетики фотоиндуцированных переходов
Выводы к главе
Глава 4. Нелинейное поглощение длинноволнового излучения в
полупроводниковых структурах с квантовыми ямами
4.1. Вероятности межподзонных многофотонных переходов: расчет в рамках теории возмущений

4.2. Вероятности межподзонных многофотонных переходов: метод
диагонализации гамильтониана электрон-фотонного взаимодействия
Выводы к главе
Заключение
Библиографический список использованной литературы

Развитие и совершенствование техники сверхкоротких световых импульсов привело к появлению мощных лазеров [1—4], генерирующих импульсы с длительностью до нескольких фемтосекунд. Применение коротких и мощных импульсов лазерного излучения в значительной мере ограничено явлением оптического пробоя, приводящего к разрушению компонент оптоэлектронных систем. В связи с этим обстоятельством изучение различных аспектов пробоя в широкозонных полупроводниках и диэлектриках, используемых для изготовления оптических элементов квантовой электроники, является не только исключительно интересной и содержательной научной проблемой, но и важной прикладной задачей. Следует отметить, что явление пробоя можно использовать в практических целях при лазерном бурении, в медицинской хирургии, в производстве элементов микроэлектроники и т.д.
Первые работы по пробою прозрачных диэлектриков и широкозонных полупроводников мощным лазерным излучением появились еще в 60-х годах (см., например [5 - 8]). Тем не менее, многообразие и сложность физических аспектов, а также отмеченное выше высокое практическое значение явления пробоя, делают его исследование по-прежнему актуальным.
Начальная стадия оптического пробоя может быть описана в терминах трех основных процессов: генерация неравновесных электрон-дырочных пар под действием излучения, разогрев излучением свободных электронов в зоне проводимости и передача энергии от электронного газа к кристаллической решетке. По-видимому, в большинстве случаев именно появление под действием мощного света значительного количества неравновесных свободных

взаимодействие с кристаллами более коротких импульсов % малых по сравнению с геч. На рис. 12 показана зависимость от интенсивности концентрации пс, возникшей в результате действия импульсов с продолжительностями 1,5, 10 и 50 пс. Приведенная зависимость построена для импульсов, имеющих гауссову форму. Видно, что и здесь имеется область чрезвычайно резкого роста концентраций с увеличением интенсивности (при росте у на 30-40% концентрация возрастает на 4-5 порядков). При этом возможна ситуация, когда совсем небольшого увеличения интенсивности света оказывается достаточным для перехода от обратимого предпробойного возбуждения материала к его деструкции, возникающей при концентрациях неравновесных носителей, превышающих 1019 см'3.
Для случая Б (/ = 3) эффект многофотонной лавины отчетливо проявляется лишь при достаточно продолжительных импульсах лазерного излучения (дй: 100 пс), кроме того увеличение концентрации неравновесных носителей за счет эффекта в этом случае более слабое, чем при 1 = 2.
Исключительная сложность задачи о многофотонной лавине потребовала весьма упрощенного подхода к ее решению. Отметим некоторые из факторов, которые могут в большей или меньшей степени повлиять на результаты проведенного анализа.
Рассматриваемая в работе трехзонная модель энергетического спектра является явно идеализированной, несмотря на то, что почти во всех материалах с широкой запрещенной зоной имеются зоны проводимости (или валентные зоны), зазоры между которыми и нижней зоной проводимости (верхней валентной зоной) малы по сравнению с Е&. При рассмотрении реальных зонных структур тех или иных конкретных материалов, вероятно, потребуется включение в модель дополнительных фотопереходов, в частности,