шаховой_юзюк_квантовая и оптоэлектроника

Шаховой Р.А., Юзюк Ю.И.

Рис. II.24. Зонная структура (а) и профиль показателя преломления (б) по лупроводника с двойным гетер о- перехо дом.

Через p-n-переход инжектируются электроны из области I в область II. Туда же приходят дополнительные дырки из сильнолегированной области III. Переход типа p-p+ создает барьер для электронов, попавших в активную область II, и способствует накоплению электронов в этой области. При определенных значениях порогового тока возникает инверсия, т.е. достигается лазерный эффект. Причем за счет того, что электроны не заходят в p+-область, зона рекомбинации ограничивается, что приводит к значительному усилению при меньших значениях плотности порогового тока.

Далее излучение, возникшее при первых рекомбинациях электронов и дырок, вызывает вынужденные переходы электронов на нижние энергетические уровни. И остается только ввести резонатор, и мы получим лазерное излучение. Резонатор в данном случае вводят таким же образом, как и в случае инжекционных лазеров на гомопереходах (сколотые поверхности).

Рис. II.25. Структура инжекционного лазера с двумя гетеропереходами.

51

На пути в эру нанотехнологий…

В качестве материала, инжектирующего электроны может быть использован также и широкозонный материал GaAlAs n-типа (рис. II.24а). В этом случае активную область (p-GaAs) по-

мещают между двумя широкозонными полупроводниками p+-GaAlAs и n+-GaAlAs (). Такая структура называется двойной гетероструктурой. Как видно из рисунка, теперь ни электроны, ни дырки не могут преодолеть барьеры, созданные широкозонными материалами. Т.е. происходит резкое ограничение зоны рекомбинации. Это первый фактор, который уменьшает пороговую плотность тока.

Следует также заметить (рис. II.24б), что показатель преломления GaAs ( ) больше показателя преломления GaAlAs ( ). Это приводит к тому, что некоторые волны, распространяющиеся в активной области, будут испытывать полное внутренне отражение, т.е. не будут выходить за пределы активного слоя. Возникает так называемый волноводный эффект. Это уменьшает рассеивание фотонов и положительно сказывается на усилении. И это является вторым фактором, позволяющим уменьшить пороговый ток.

И, наконец, третьим фактором является то, что фотоны, распространяющиеся за пределами активной области, практически не поглощаются широкозонным материалом. Все это в совокупности позволило уменьшить пороговую плотность тока примерно в раз по сравнению с инжекционными лазерами на гомопереходе. Таким образом, стала возможной работа лазера в непрерывном режиме при комнатной температуре!

Устройство лазера на двойной гетероструктуре показано на рис. II.25. Он содержит ряд чередующихся слоев. Для того чтобы уменьшить пороговый ток, оставив при этом неизменной пороговую плотность тока, положительный металлический электрод подводят к слою полупроводника не всей поверхностью, а так, как показано на рисунке. Благодаря наличию изолирующего слоя (в данном случае SiO2), ток от положительного электрода течет только в узкой области.

Итак, в результате были получены лазеры, работающие в непрерывном режиме с выходной

мощностью до мВт при комнатной температуре, что резко увеличило практическую значимость этих приборов. Основной областью их применения является связь по волоконно-оптическим линиям и дисковые оптические запоминающие устройства (см. дальше).

Одночастотные лазеры

Мы уже говорили, что из резонатора выходит не строго монохроматичная волна и даже не непрерывный спектр частот. Лазерное излучение, как упоминалось, имеет определенный модовый состав (рис. II.6б). Однако часто многомодовый режим работы лазера оказывается неудобным (например, в волоконно-оптических линиях связи), и приходится снова что-то придумывать, чтобы, как говорят, «вырезать» из набора волн лазерного излучения волну с необходимой частотой (рис. II.26). Существует несколько способов избавиться от «лишних» волн. Один из них – это использо-

вание лазеров с распределенной обратной связью или РОС-лазеров.

Рис. II.26. « Вырезание» из спектра лазерного излучения необ ходимой моды .

РОС-лазер схематически изображен на рис. II.27. Активная область такого лазера имеет гофрированную (волнистую) структуру. Причем активный слой помещен между материалами с

меньшим показателем преломления (). Это приводит к тому, что канал, по которому распространяется лазерное излучение, будет иметь периодически изменяющийся показатель преломления, что эквивалентно наличию периодического ряда отражающих поверхностей. А это в свою очередь приводит к следующему.

52

Шаховой Р.А., Юзюк Ю.И.

Рис. II.27. Схема устройства РОС-лазера.

Как и в случае обычного резонатора, волны, распространяющиеся под углом к плоскости p-n-перехода, будут хаотически рассеиваться, поглощаясь материалом полупроводника. Те волны, которые распространяются параллельно плоскости p-n-перехода, будут многократно отражаться от соседних «впадин» гофрированной структуры. Так как волны распространяются в активной среде, то после двух последовательных отражений в данном направлении будет распространяться уже большее количество волн. Если эти волны будут идти не в фазе, то они будут гасить друг друга, а если в фазе, то усиливать. Для того чтобы волны распространялись в фазе, необходимо, чтобы после двух последовательных отражений волна проходила путь, кратный целому числу длин

излучения в данной среде, т.е. , где – длина волны излучения в вакууме, – показатель

преломления активной среды. Таким образом, из РОС-лазера будет выходить излучение только такой длины волны, которая удовлетворяет условию:

.

Получается, что, зная показатель преломления активной среды, можно изготовить лазер, излучающий строго монохроматичный свет требуемой частоты. Правда, как видим, для этого необходимо создать очень мелкую гофрированную структуру, поэтому технология изготовления РОС-лазеров является весьма сложной. Наконец, надо сказать, что РОС-лазеры не требуют установления зеркал. Для развития воображения можете представить, что зеркало как бы растянуто вдоль всего активного слоя.

Рис. II.28. Схема устройства С3-лазера.

Другим способом получения одномодового лазерного излучения является использование C3-лазеров1, технология изготовления которых значительно проще (честно говоря, на этом примере действительно можно убедиться, что все гениальное просто). Принципиальная схема такого лазера приведена на рис. II.28.

В кристалле, из которого изготовлен лазер, делают дополнительный скол, т.е. получают не

в вакууме, – длина резонатора, – показатель преломления среды. Как видим, моды резонатора зависят от его длины, т.е. при разных длинах резонаторов мы получим различные наборы мод.

1 Акроним CCC или C3 происхо дит от английского названия cleaved-coupled-cavity laser – лазер со сколотым связанным резонатором.

53

На пути в эру нанотехнологий…

Рис. II.29. Совпадение моды дву х разных резонаторов.

Волны, поступающие из первого резонатора, имеют частоты, которые, вообще говоря, не совпадают с модами второго резонатора (рис. II.29). Можно подобрать длины резонаторов таким образом, что у них будет совпадать только одна мода. В итоге, лазерная генерация будет осуществляться только на одной частоте, которая соответствует совпадающим модам обоих резонаторов.

Лазеры с вертикальным резонатором

До сих пор мы с Вами рассматривали полупроводниковые лазеры с горизонтальным резонатором, т.е. резонатором, в котором усиливается излучение, распространяющееся параллельно p- n-переходу. В этом случае длины резонатора было вполне достаточно для хорошего усиления, поэтому в качестве зеркал можно было использовать слабо отражающие сколы кристалла. Однако часто возникает необходимость получать излучение, выходящее в перпендикулярном к переходу направлении. Понятно, что зеркала резонатора здесь необходимо устанавливать не перпендикулярно к переходу, а параллельно ему.

Рис. II.30. Устройство лазера с вер тикальным резонатором .

Толщина p-n-перехода очень мала (менее мкм), т.е. длина резонатора в этом случае очень маленькая, и для хорошего усиления фотонам нужно много раз пройти через активную область (p- n-переход). Иными словами, необходимо установить очень хорошие зеркала. Их выполняют в в и- де большого числа чередующихся слоев GaAs и GaAlAs (рис. II.30) с обеих сторон перехода. По-

54

Шаховой Р.А., Юзюк Ю.И.

чему это эквивалентно наличию хороших зеркал? Все очень просто. Мы знаем, что эти материалы имеют различные показатели преломления. Это приводит к частичному отражению излучения при его прохождении через границы между GaAs и GaAlAs. Большое количество частичных отражений равносильно хорошему отражению, т.е. наличию зеркал с большим коэффициентом отражения.

Один из электродов выполняют в виде кольца. Этим получают лазерный пучок с круглым поперечным сечением. Такой пучок удобно использовать, потому что его легче сфокусировать в точку.

Немного о квантовой механике

Хотя на всем протяжении текущей главы мы пользовались сугубо квантовомеханическими представлениями о природе света (фотоны) и строении атома (энергетические уровни), непосредственно о квантовой механике речи не было. Правда, мы уже упоминали в первой главе о гипотезе де Бройля, согласно которой любая частица обладает волновыми свойствами. С этого мы и начнем наше знакомство с миром квантовой механики.

Итак, любой частице можно поставить в соответствие некоторую волну; формула, определяющая длину этой волны имеет очень простой вид :

где Дж·с – постоянная Планка, а – импульс частицы.

О природе этой волны что-то определенное сказать трудно; примем лишь к сведению, что это не электромагнит ная волна. Именно концепция де Бройля легла в основу квантовой механики, которую, кстати говоря, изначально называли «волновой механикой». Следует сказать, что волновые свойства присущи любым материальным объектам. Так, даже теннисный мячик имеет некоторую дебройлевскую волну, однако ее длина настолько мала, что волновые свойства теннисного

ленькую массу, следовательно, даже при сравнительно больших скоростях его импульс будет очень мал. В определении длины волны де Бройля импульс стоит в знаменателе, следовательно,

кой же порядок величины имеют расстояния между атомами в кристаллической решетке. Поэтому для дебройлевских волн таких электронов должна реализовываться дифракция на кристалле, как

это происходит в случае рентгеновского излучения. У электронов в металле может порядка одного нанометра, а в полупроводнике – около 100 нм, что уже приближается к ультрафиолетовому диапазону электромагнитных волн.

Туннельный эффект

Так как для микрочастиц имеет вполне измеряемую величину, то волновые свойства таких частиц уже начинают проявляться. О каких волновых свойствах идет речь? В первую очередь, это дифракции и интерференция, которые присущи волнам любой природы. Следовательно, электроны могут испытывать дифракцию (например, на кристаллической решетке) и интерферировать между собой. Другое проявление волновых свойств упоминалось в первой главе: длина свободного пробега электрона в кристалле может составлять десятки тысяч межатомных расстояний. Волновые свойства микрочастиц имеют и другие интересные следствия. Одним из подобных следствий является так называемый туннельный эффект.

К сожалению, в привычном для нас мире не существует аналогов указанного явления, однако некую аналогию, правда не совсем точно отражающую суть явления, все же привести можно. Представьте, что Вы ударяете по футбольному мячу, и он залетает в ворота, где его останавливает… нет, не вратарь, а прочная сетка, натянутая на перекладину. Вы ударяете по мячу все сильней и сильней, и все больше натягивается останавливающая мяч сетка. Вообразите, что сила вашего удара может быть громадной. Тогда при очередном ударе мяч сможет развить настолько большую кинетическую энергию, что порвет сетку и пролетит сквозь нее. Однако это может произойти

55

На пути в эру нанотехнологий…

только в том случае, если энергия мяча выше некоторого критического значения. Если энергия ниже этого значения, мяч всегда будет отскакивать назад. Подчиняясь здравой логике, можно смело отбросить возможность мячу прорвать сетку, если его энергия очень мала. Однако в квантовой механике подобная возможность встречается на каждом шагу. Действительно в микромире част и- ца может преодолеть потенциальный барьер даже в том случае, если ее энергия меньше, чем высота барьера. Сказанное показано на рис. II.31, где электрон, изображенный в виде волны, падает

слева на барьер шириной и высотой . Электронная волна как бы просачивается сквозь барьер и оказывается по правую сторону. Заметьте, что рассматриваемый барьер именно потенциальный, а не материальный, т.е. он не состоит из каких бы то ни было частиц. Более того, высота потенциального барьера измеряется не в единицах длины, а в единицах энергии.

Рис. II.31. Туннельный эффект.

Туннельный эффект можно продемонстрировать на следующем примере. Поднесем металлическую иглу достаточно близко к поверхности какого-нибудь проводника и приложим между ними электрическое напряжение. Чтобы потек электрический ток, необходимо, чтобы электроны вырвались из проводника, преодолели воздушный зазор и попали на иглу. Энергию, которую необходимо затратить, чтобы вырвать электрон из металла, называется работой выхода. Если напряжение мало, то энергия электронов будет меньше работы выхода, следовательно, они не смогут вылететь из проводника и ток течь не будет. Однако, если при таком малом напряжении сделать зазор между иглой и проводником маленьким, то возникнет ток, который называют туннельным. Такое название ему дали за то, что он протекает за счет туннельного эффекта. В качестве потенциального барьера здесь выступает зазор между иглой и проводником. Величина этого зазора соот-

ветствует толщине барьера ; высоте барьера соответствует работа выхода.

Здесь следует сказать, что если барьер очень широкий, то амплитуда волны «зануляется» внутри барьера и электрон-волна не проходит сквозь него. Другими словами, если отодвинуть иглу от поверхности проводника на большое расстояние, то туннельный ток прекратится. Аналогично, если высота барьера очень большая (в пределе бесконечно большая), т.е. работа выхода громадна, то туннельный эффект также не будет наблюдаться.

Туннельный эффект играет огромную роль в природе. Так, без туннельного эффекта был бы невозможен радиоактивный распад тяжелых элементов, следовательно, невозможно было бы использовать ядерную энергетику (АЭС). Без туннельного эффекта невозможен процесс терм о- ядерного синтеза, который является источником энергии солнца. Кроме того, многие химические реакции протекают в результате туннельного эффекта. Таким образом, само существование жизни на Земле непосредственно зависит от этого квантово-механического явления.

Сканирующий туннельный микроскоп

На явлении туннелирования электронов через узкий потенциальный барьер между металлической иглой и проводящим образцом под действием внешнего электрического поля основан принцип работы сканирующего туннельного микроскопа (СТМ), который является мощным мет о- дом визуализации нанообъектов. Кстати говоря, бум, связанный со стремительным развитием нанотехнологий в конце XX столетия (так называемый нанобум), начался как раз с создания туннельного микроскопа, который был изобретен в 1981 году швейцарскими учеными Гердом Биннигом и Генрихом Рорером.

Туннельная микроскопия является одной из методик сканирующей зондовой микроскопии (СЗМ). Во всех видах СЗМ исследование поверхности и ее свойств проводится с помощью специальных зондов в виде игл. Рабочая часть таких зондов (острие) имеет размер порядка десяти нанометров. Зонд подводится к исследуемой поверхности на расстояние порядка 0.1 – 10 нм.

56

Шаховой Р.А., Юзюк Ю.И.

Воснове работы сканирующих микроскопов лежат различные типы взаимодействия зонда

споверхностью. Так, работа туннельного микроскопа (СТМ), как уже было сказано, основана на

туннельном эффекте, точнее на явлении протекания туннельного тока между металлической иглой и проводящим образцом.

Зондом в СТМ является тонкая металлическая игла, которая подводится к поверхности образца на расстояние в несколько ангстрем (один ангстрем равен одной десятой доле нанометра : 1 Å = 0.1 нм). При этом образуется потенциальный барьер, прозрачный для электронов. Барьер называют туннельно-прозрачным, если вероятность обнаружения электрона за барьером отлична от нуля (другими словами, волновая функция электрона не успевает обратиться в нуль внутри барьера). Величина (высота) барьера определяется значениями работы выхода электронов из зонда и образца. Совершенно очевидно, что толщина барьера есть просто расстояние между зондом и образцом. При качественном рассмотрении барьер можно считать прямоугольным с эффективной высотой, равной средней работе выхода материалов.

Взаимодействие зонда с поверхностью исследуемого образца характеризуется как раз значением туннельного тока. Величина туннельного тока однозначно зависит от расстояния межд у зондом и образцом, поэтому ее (величину тока) можно использовать для создания обратной связи (ОС); система обратной связи, в свою очередь, позволит контролировать расстояние зонд –образец.

Система обратной связи поддерживает значение тока постоянным, равным величине , которую мы задаем сами. Если расстояние зонд–поверхность изменяется (например, увеличивается), то происходит изменение (уменьшение) тока . В системе ОС формируется разностный сиг-

нал, пропорциональный величине , который усиливается до нужной величины и подается на исполнительный элемент (ИЭ). Исполнительный элемент обрабатывает данный разностный сигнал, приближая зонд к поверхности или отодвигая его до тех пор, пока разностный сигнал не станет равным нулю (рис. II.32).

Рис. II.32. Схема организации обратной связи в СТМ .

При перемещении зонда вдоль поверхности образца происходит изменение туннельного тока , связанное с формой (рельефом) поверхности. Система ОС обрабатывает эти изменения, так

Для получения СЗМ изображения сканирование осуществляется следующим образом. Сначала зонд движется над образцом вдоль определенной линии. Сигнал на исполнительном элементе, пропорциональный рельефу поверхности, записывается при этом в память компьютера. Затем зонд возвращается в исходную точку и переходит на следующую строку сканирования. Процесс повторяется вновь. Записанный при сканировании сигнал, посылаемый на исполнительный элемент, обрабатывается компьютером, и затем СЗМ изображение рельефа поверхности строится с помощью средств компьютерной графики.

Следует отметить, что туннельный ток экспоненциально зависит от расстояния между зондом и образцом. Это означает, что при увеличении расстояния лишь на 1 Å туннельный ток уменьшается почти в 10 раз! Именно это и обеспечивает высокую разрешающую способность микроскопа, поскольку незначительные изменения по высоте рельефа поверхности вызывают существенное изменение туннельного тока. В 1986 году за создание туннельного микроскопа Г. Биннигу и Г. Рореру была присуждена Нобелевская премия по физике.

В 1989 году исследовательская группа фирмы IBM (во главе с Дональдом Эйглером) выложила из 35 атомов ксенона на поверхности никеля аббревиатуру своей компании. Это был первый в истории случай манипуляции отдельными атомами! Стало ясно, что СТМ можно использовать не только для сканирования поверхностей, но и осуществлять с его помощью сборку нано-

57

На пути в эру нанотехнологий…

объектов из отдельных атомов. Примером подобных нанообъектов является так называемый квантовый загон, который был сформирован той же исследовательской группой в 1993 году. Он представляет собой замкнутую окружность диаметром около 7 нанометров, составленную из 48 атомов железа на поверхности меди.

Электрон в потенциальной яме

Проявление волновых свойств частиц связано не только с размерами самих микрочастиц, но также с величиной окружающих их объектов. Так, при описании движения электрона, находящегося в зазоре между обкладками плоского воздушного конденсатора, его можно рассматривать как обыкновенную классическую частицу, т.е. «не обращать внимания» на волновые свойства. Пренебрежение волновыми свойствами здесь обусловлено сравнительно большим расстоянием между обкладками – ведь это расстояние много больше дебройлевской волны микрочастицы. Однако если электрон находится, скажем, на атомной орбите, то пренебречь его волновой природой

нельзя, т.к. длина орбиты имеет тот же порядок величины, что и электрона.

В атоме электрон удерживается кулоновскими силами, действующими со стороны ядра. Эти силы не позволяют ему вылететь за пределы атома. Т.е. электрон находится как бы между потенциальными барьерами, которые он при обычных условиях преодолеть не может. Иначе это можно представить как нахождение электрона в некоторой потенциальной яме.

На рис. II.33 представлен предельный случай, когда электрон находится в одномерной потенциальной яме шириной с бесконечно высокими стенками. Как и в предыдущем пункте, высота стенки (барьера) измеряется в энергетических единицах, а не в «длинах». Следует сказать, что если ширина ямы много больше дебройлевской длины волны электрона, то он будет вести себя так же, как классическая частица в обычной яме, у которой: 1) минимальная энергия равна нулю и 2) вообще, энергия может принимать любое значение. В последнем утверждении, правда, необходимо сделать оговорку: под «любой» следует подразумевать энергию, не превышающую высоту стенок, так как иначе частица будет уже находиться вне ямы. Если же частица находится в квантовой («узкой») яме, то оба эти утверждения теряют свою силу. Действительно, минимальная разрешенная энергия уже не будет равна нулю (см. рис. II.33б); она будет иметь ненулевое значение, определяемое шириной ямы и массой микрочастицы. Но самая главная особенность состоит в том, что энергия электрона в квантовой яме может меняться только дискретно, следовательно, он уже не может иметь произвольную энергию.

Рис. II.33. Потенциальная яма с бесконечно высокими стенками (а) и дискретные энергетические уровни электрона в яме (б).

С таким квантованием энергии мы сталкивались еще в самом начале книги, когда говорили об устройстве атома. Посмотрите на рис. I.1, где схематически показана энергетическая диаграмма атома водорода. Узкие линии соответствуют разрешенным значениям энергии электрона в атоме. Мы также уже знаем, что при переходе электрона с более высокого энергетического уровня на расположенный ниже (по энергии), может произойти испускание кванта света – фотона (рис.

II.1).

Аналогичная ситуация возникает и в квантовой яме. Попавший туда электрон может оказаться на одном из верхних уровней; там он «живет» недолго, после чего переходит в более низкое энергетическое состояние. При этом тоже может произойти излучение фотона. Различные квантовые ямы и потенциальные барьеры часто называют квантовыми структурами. Сегодня многие квантовые структуры успешно реализованы с помощью нанотехнологий, поэтому большинство квантовых структур являются так называемыми наноструктурами.

58

Шаховой Р.А., Юзюк Ю.И.

Лазеры на квантовых структурах (нанолазеры)

Квантово-каскадный лазер

Простейшей квантовой структурой является тонкая пленка, например, тонкий слой полупроводника. В такой наноструктуре движение электрона ограничено в одном направлении. Представим теперь, что мы поместили такую тонкую пленку из узкозонного GaAs между двумя широкозонными полупроводниками (AlGaAs). Мы получим «обыкновенный» двойной гетеропереход

(рис. II.24а).

Рис. II.34. Простейший нанолазер на двойной гетероструктуре.

Действительно, предшественниками «нанолазеров» являются рассмотренные выше лазеры на двойных гетероструктурах. По существу, простейший лазер на квантовой структуре можно представить как обыкновенный лазер с двойным гетеропереходом (см. рис. II.24а). Отличие будет заключаться только в том, что средний узкозонный слой (p-GaAs на рис. II.24а) имеет толщину порядка нескольких десятков нанометров (рис. II.34). Так как длина волны электрона в полупроводниках порядка 100 нм, то при такой толщине активного слоя в значительной степени начинают проявляться волновые свойства электрона, другими словами, происходит так называемый эффект размерного квантования. Этот эффект приводит к тому, что зона проводимости и валентная зона арсенида галлия, заключенного между двумя широкозонными полупроводниками, превращаются в квантовые ямы. Электрон, попавший в такую яму из широкозонного полупроводника, теперь не сможет обладать любой энергией, как в случае классического двойного гетеропере хода (рис. II.24а). Энергия электрона в квантовой яме, как мы с Вами уже знаем, квантована, т.е. электрон может обладать в яме лишь некоторыми дискретными значениями энергии, которые зависят от ширины ямы и эффективной массы электрона. Следует заметить, что это касается энергии электрона в направлении, перпендикулярном стенкам ямы. В остальных двух направлениях электрон движется «свободно» (напомним, что под свободным электроном мы, как и прежде, понимаем носитель, который вырвался из атома, но движется в сложном поле кристаллической решетки), и его энергия в этих направлениях будет иметь квадратичный закон дисперсии (см. рис. I.10). Поэтому, когда речь идет об энергетическом спектре электронов в квантовых ямах, то обычно говорят не об энергетических уровнях, а о подзонах. Однако везде ниже для простоты мы будем просто говорить об отдельных уровнях, подразумевая, что это, конечно же, подзоны.

Если электрон, попав в квантовую яму, очутился на каком-то «высоком» уровне, а находящиеся ниже уровни пусты, то естественно, он «спрыгнет» на более низкий уровень, чтобы уменьшить свою энергию. При этом электрон испустит квант света – фотон. Надо сказать, что различия энергий между соседними энергетическими уровнями электрона в квантовой яме достаточно маленькие, поэтому фотоны, возникающие в результате таких переходов, будут обладать малой

энергией , т.е. окажутся длинноволновыми.

Когда электрон окажется на самом нижнем (нулевом) уровне в яме, то для того чтобы еще больше понизить свою энергию, ему придется «опуститься» теперь на гораздо большую величину (рис. II.34). Этот интервал включает: «промежуток» между нижним уровнем электрона в верхней квантовой яме и дном этой ямы (дном зоны проводимости рабочего слоя), ширину запрещенной зоны и «промежуток» между дном нижней ямы (она перевернута «вверх ногами») и ее нулевым уровнем. При таком переходе электрон испустит фотон с гораздо большей энергией , т.е. ко-

59

На пути в эру нанотехнологий…

ротковолновый фотон. Таким образом, излучение подобного лазера будет состоять из набора длинноволновых ( мкм) и коротковолновых ( мкм) фотонов.

Теперь представьте себе торт «Наполеон». Только съедать его не спешите. Представьте, что каждая пышка – это очень тонкий слой полупроводника, причем эти слои чередуются: узкозонный GaAs – широкозонный GaAlAs. Если толщины «пышек» порядка десяти нанометров, то энергетическую схему такого «пирога» можно представить так, как это сделано на рис. II.35а.

Рис. II.35. Энергетическая схема квантово-каскадного лазера.

Как видите, мы получили много одинаковых квантовых ям, следующих одна за другой. Известно, что под действием внешнего электрического поля энергетические зоны в полупроводнике искривляются. Поэтому, если мы приложим к структуре, изображенной на рис. II.35а, напряжение, то энергетическая схема будет выглядеть так, как это показано на рис. II.35б. Здесь электрон, попавший в первую яму (слева) и опустившийся на самый нижний уровень, не опустится дальше в валентную зону. Он пройдет (или как говорят протуннелирует) через потенциальный барьер и окажется во второй квантовой яме. Здесь он вновь поэтапно спустится на нижний уровень и опять протуннелирует в следующую яму и т.д. Для того чтобы электрон вел себя подобным образом, необходимо, чтобы нижний уровень в данной квантовой яме совпадал с каким-нибудь уровнем в следующей яме. Таким образом, электроны каскадно (подобно электронному водопаду) спускаются через все слои, порождая огромное количество длинноволновых фотонов! Поэтому такой лазер называется квантово-каскадным.

Квантово-каскадный лазер был разработан физиками Принстонского университета в 2008 году. Рабочая часть лазера представляет собой чрезвычайно маленький прибор: около толщины человеческого волоса в поперечнике и мм в длину. Несмотря на столь малые размеры, лазер имеет более высокий КПД и работает при более высоких температурах по сравнению с классическими лазерами на гетероструктурах.

Искусственные атомы и лазеры на квантовых точках

Итак, из тонкого слоя полупроводника можно изготовить структуру, в которой движение электронов ограничено вдоль одного направления. Такие системы называют двумерными наноструктурами. Если теперь ограничить движение электронов еще в одном направлении, то мы получим квантовую нить, т.е. одномерную наноструктуру. Энергия электронов в одномерной структуре уже будет квантована по двум направлениям, поэтому электроны смогут свободно распространяться только вдоль нити. Ограничить движение электронов по двум направлениям можно несколькими способами. Проще всего это сделать, разрезав электронным или ионным пучком тонкий полупроводниковый слой на узкие полоски. Примерно таким же способом можно «разлиновать» двумерный электронный газ «в сеточку», ограничив движение электронов по всем трем направлениям. В результате получится квантовая точка или нульмерная наноструктура. Так как в квантовой точке движение ограничено в трех направлениях, то энергетический спектр электронов полностью дискретный, как в атоме. Поэтому квантовые точки называют еще искусственными атомами, хотя каждая такая нульмерная наноструктура состоит из тысяч и даже сотен тысяч настоящих атомов. Подобно истинному атому, квантовая точка может содержать один или несколько свободных электронов. Если один электрон, то это как бы искусственный атом водорода, если два – атом гелия и т.д.

60