РОЗДІЛ 2
ДРЕЙФ ЕЛЕКТРОНІВ І АТОМІВ
У ПОЛІ ЛАЗЕРНОГО ВИПРОМІНЮВАННЯ В
НАПІВПРОВІДНИКОВИХ КРИСТАЛАХ
2.1 Дрейф електронів і зміна показника заломлення напівпровідників в полі
потужного лазерного випромінювання
2.1.1 Фотонний тиск і дрейф електронів. Дрейф електронів в полі потужного
лазерного випромінювання в напівпровідникових кристалах, який в російській
науковій літературі називають ефектом захоплення електронів, а в англійській
фотонним тиском відомий давно [1, 2, 97]. Зрозуміло, що внаслідок фотонного
тиску електрони провідності починають рухатись в напрямку дії лазерного
випромінювання, і це може створювати просторовий електричний заряд в області
виходу лазерного пучка з напівпровідника. Цей заряд приводить до появи різниці
потенціалів електричного поля між вхідною та вихідною поверхнями зразка. Знаючи
концентрацію електронів провідності, їх рухливість, коефіцієнти поглинання і
інтенсивність лазерного випромінювання можна визначити величину електрорушійної
сили U, яка генерується потужним лазерним випромінюванням у напівпровідникових
кристалах.
Але крім такого, очевидного результату індукований лазерним випромінюванням
дрейф (ЛІД) електронів може і повинен впливати на інші характеристики
напівпровідників. Так як у напівпровідниках спостерігається сильна
електрон-фотонна взаємодія, то ефект ЛІД електронів повинний досить сильно
впливати на оптичні характеристики напівпровідникових кристалів. Зміна оптичних
характеристик матеріалу у свою чергу може впливати на характер розповсюдження
лазерних пучків. Таку особливість взаємодії потужних лазерних пучків із
прозорими матеріалами називають ефектом самовпливу лазерного випромінювання. В
першу чергу до ефектів даного типу можна віднести самофокусування, чи
самодефокусування лазерних пучків викликане зміною показника заломлення
середовища під дією потужного лазерного випромінювання. Зміну показника
заломлення (n) середовища, величина якої залежить від інтенсивності лазерного
випромінювання, називають нелінійною зміною n. Розглянемо, в які механізми
нелінійної зміни показника заломлення напівпровідникових кристалів може давати
вклад ЛІД електронів.
Величина показника заломлення напівпровідників досить сильно залежить від
багатьох параметрів: температури, тиску, концентрації електронів провідності в
зразках і т. д. Тому крім нелінійної поляризації у полі потужного лазерного
випромінювання, що характерно для всіх нелінійних середовищ, до зміни показника
заломлення напівпровідників можуть приводити різні фізичні механізми. В
залежності від величини коефіцієнта поглинання, від тривалості дії та
інтенсивності випромінювання лазерних імпульсів, від особливостей зонної
структури кристалів вклад цих механізмів у величину нелінійної зміни показника
заломлення може змінюватись досить сильно.
Як було показано нами [98] основними механізмами нелінійної зміни показника
заломлення в полі потужного лазерного випромінювання, вклад яких залежить від
концентрації електронів провідності є нелінійна поляризація електронів
провідності, оптичне збудження в зону провідності великої концентрації
нерівноважних електронів, а також тепловий нагрів напівпровідника.
2.1.2 Нелінійна поляризація електронів. Нелінійна поляризація середовища
обумовлена нелінійним зростанням величини дипольних переходів із ростом
амплітуди поля хвилі [92, 99– 102]
, ( 2.1 )
де Е– величина поля світлової хвилі, c(1) –лінійна, c(2) і c(3) –нелінійні
сприйнятливості другого та третього порядку середовища.
Лінійна сприйнятливість матеріалу c(1)(w)= c(1)1(w)+іc(1)2(w) визначає величину
лінійного показника заломлення n0=f[c(1)1] і коефіцієнт однофотонного
поглинання світла в ньому a=f[c(1)2]. Нелінійна сприйнятливість другого порядку
c(2)(w)=c(2)1(w)+іc(2)2(w) описує генерацію другої гармоніки та електрооптичний
ефект [103]. Нелінійна сприйнятливість третього порядку
c(3)(w)=c(3)1(w)+іc(3)2(w) окрім коефіцієнта двофотонного поглинання b=f[c(3)2]
та генерації третьої гармоніки c(3)1 характеризує і величину зміни показника
заломлення матеріалу в полі потужного лазерного пучка.
Величину нелінійного показника заломлення формально можна записати як
, ( 2.2 )
де величини коефіцієнтів n2 і n4 описують ефективність та знак зміни n.
Величина коефіцієнтів n2 визначається через нелінійну сприйнятливість третього
порядку [103, 104].
( 2.3 )
У загальному виді нелінійну сприйнятливість напівпровідників можна записати як
суму електронної cе(3) та граткової cg(3) складової. У видимому та ближньому
інфрачервоному діапазоні частот домінує електронний вклад у нелінійну
сприйнятливість, і лише в далекій інфрачервоній області оптичних фононних
резонансів визначальним стає вклад нелінійних оптичних коливань кристалічної
гратки. Нелінійна сприйнятливість cе(3) складається з суми сприйнятливостей
валентних електронів cv(3) і вільних носіїв заряду (електронів і дірок) cеn(3)
[105]
, ( 2.4 )
В області прозорості нелінійна сприйнятливість cеv(3) має спектральну
залежність, аналогічну до c(1)(w), і її величина сильно зростає, коли частота
лазерного випромінювання приближається до частоти міжзонного переходу. Крім
однофотонного резонансу в нелінійній сприйнятливості третього порядку існують
двофотонні та трифотонні резонанси, коли енергія двох або трьох квантів світла
співпадає з шириною забороненої зони [106].
Нелінійну сприйнятливість третього порядку cеv(3) можна виразити через
сприйнятливість cеv(1). В кристалах з ковалентним типом зв’язку [107]
( 2.5 )
В напівпровідниках з іонним зв’язком між атомами [108]
( 2.
- Київ+380960830922