Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1 Лазерный пикосекундный комплекс 24
1.1. Структура лазерного комплекса 24
1.2. Задающий лазер 27
1.3. Система усиления 35
1.4. Генерация второй гармоники 37
1.5. Генератор пикосекундного светового континуума 38
1.6. Параметрические генераторы света бегущей волны 40
1.7. Спектрофотометрическая схема 46
1.8. Автоматизированная система регистрации и управления. 49
1.9. Методика обработки данных и управления экспериментом 51
ГЛАВА 2 "Универсальное" остаточное просветлениеарсенида галлия после накачки мощным пикосекундным импульсом света 54
ГЛАВА 3. Пикосекундная супер люмиесценция 69
ГЛАВА 4 Направленность пикосекундной супер люминесценции 79
ГЛАВА 5 Влияние внутризонного поглощения света на обратимое пикосекундное просветление галлия 85
ГЛАВА 6 Аномальная зависимость обратимого просветления арсенида галлия от энергии кванта возбуждающего пикосекундного импульса света 98
ГЛАВА 7 Влияние предварительного просветления GaAs на обратимое изменение прозрачности 111
ГЛАВА 8 Распределение электронов между долинами и сужение запрещенной зоны при пико-секундной сушрлюминесценции в GaAs 117
Заключение 130
Литература 133
- Параметрические генераторы света бегущей волны
- Методика обработки данных и управления экспериментом
- Влияние внутризонного поглощения света на обратимое пикосекундное просветление галлия
- Влияние предварительного просветления GaAs на обратимое изменение прозрачности
Введение к работе
Исследование сверхбыстрых процессов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах является одним из актуальных направлений физики полупроводников. Возможность для таких исследований создает, прежде всего, развитие пико - и фемтосекундной лазерной техники [1-3] и, что было особенно важно для выполнения настоящей диссертационной работы, развитие техники параметрической генерации сверхкоротких импульсов света [4]. Благодаря такому прогрессу лазерной физики в огромной мере расширились возможности возбуждения сверхбыстрых процессов в полупроводниках и исследования этих процессов со сверхвысоким разрешением во времени, в частности, методами сверхбыстрой оптической спектроскопии [4]. Поясним, что в тексте диссертации приставка "сверх-" означает, что не медленнее, чем в пикосекундном диапазоне времен. Значительно возросла эффективность исследований сверхбыстрых взаимодействий неравновесных носителей заряда между собой, с фононами, фотонами и т.д. [5]. Чтобы представить многообразие экспериментально и теоретически исследуемых сверхбыстрых процессов в полупроводниках назовем лишь некоторые из них. Это, например, излучательная рекомбинация носителей заряда [6], комбинационное рассеяние света с участием элементарных коллективных возбуждений (плазмонов и продольных оптических фононов) [7,8], внутризонная релаксация высокоэнергетичных носителей [9,10], эффект узкого фононного горла [11,12], дефазирование межзонной и внутризонной поляризаций, междолинные переходы носителей с участием фононов, оптический эффект Штарка, фотонное эхо, возбуждение когерентных фононов, осцилляции Блоха [5] и т.д.
Предлагаемая диссертационная работа относится к ещё одной области исследований сверхбыстрых процессов в полупроводниках. Это исследование интенсивной пикосекундной суперлюминесценции и её сверхбыстрого взаимодействия с плотной электронно-дырочной плазмой в прямозонном по-
лупроводнике, возбуждаемом мощным сверхкоротким импульсом света. Исследования в этой области посвящены столь актуальным проблемам, как сверхбыстрое возникновение и релаксация стимулированного рекомбинаци-онного излучения и влияние этого излучения на сверхбыструю эволюцию электронно-дырочной плазмы. К настоящему времени, например, уже экспериментально доказано существенное влияние такого излучения на эволюцию плазмы при её взаимодействии с внешним сильным электро-магнитным полем сверхкоротких световых импульсов облучения [13,14], при взаимодействии плазмы с фононами [15], при внутризонном поглощении света [16]. Обнаружено влияние этого излучения на возникновение отклонений от ферми-евского распределения носителей заряда [17-19], возникновение комбинационного рассеяния с участием плазмонов [8] и т.д. Названные взаимодействия, в которых существенное значение имеет стимулированное рекомбинацион-ное излучение, отображаются в сверхбыстрых обратимых изменениях концентрации и температуры плазмы, спектра оптической прозрачности, появлении нетривиальной корреляционной зависимости энергии излучения от сверхкороткого интервала между импульсами накачки, изменениях ширины запрещенной зоны, изменениях скорости сверхбыстрой рекомбинации неравновесных носителей заряда и пр. Так что вышеприведенная область исследований представляется безусловно актуальной для развития кинетики нелинейных сверхбыстрых процессов в полупроводнике, возбуждаемых собственным интенсивным стимулированным рекомбинационным излучением, или протекающих при его существенном влиянии.
Важно отметить, что результаты исследований сверхбыстрых процессов в полупроводниках ведут не только к развитию кинетики сверхбыстрых явлений в полупроводнике, но и перспективны для практических приложений. Это относится к использованию сверхбыстрых процессов при создании оптического компьютера, волоконно-оптической связи, создании устройств сверхбыстродействующей полупроводниковой оптоэлектроники, использованию в высокотехнологичных процессах и т.д. В частности, результаты
представленных в диссертации исследований могут оказаться полезными при разработке полупроводниковых лазеров и суперлюминесцентных диодов, предназначаемых для генерации импульсов с частотой >100 ГГц, оптоэлек-тронных ключей, модуляторов оптической прозрачности, усилителей сверхкоротких импульсов света и, вообще, тех элементов сверхбыстродействующей полупроводниковой оптоэлектроники, в которых будут использованы мощные сверхкороткие импульсы стимулированного излучения полупроводника. Это тоже может рассматриваться как подтверждение актуальности описанных в диссертации исследований.
Параметрические генераторы света бегущей волны
Сделаем краткий обзор теоретических и экспериментальных работ, предшествовавших нашим исследованиям. В теоретической работе Крохина [31] исследовался эффект насыщения в полупроводниках. Эффект насыщения заключается в зависимости коэффициента межзонного поглощения электромагнитного поля от амплитуды поля. Автор [31] отмечает, что анализ эффекта насыщения весьма сложен, поскольку приходится рассматривать переходы между валентной зоной и зоной проводимости, и учитывать по крайней мере три различных процесса релаксации: взаимодействие между носителями заряда (времена порядка 10"12 сек.), взаимодействие между носителями заряда и решеткой (времена около 10"9 - 10 10 сек.), и процесс рекомбинации (времена, как правило, большие, чем 10"9 сек.).
Однако, когда интенсивность электромагнитного поля не слишком велика, так что вероятность индуцированных переходов меньше вероятности электрон-электронных соударений, задачу можно упростить введением соответствующих квазиуровней Ферми электронов це и дырок fih. В этом приближении эффект насыщения сводится к тому, что в пределе больших ин-тенсивностей света населенность уровней, между которыми происходят оптические переходы носителей заряда, уравнивается и соответственно коэффициент поглощения стремится к нулю. Применительно к полупроводникам с прямыми межзонными переходами это означает, что расстояние между квазиуровнями Ферми электронов jie и дырок jij, стремится к величине энергии фотона hcoex возбуждающего света:
В работе Глазмана [32] рассматривалась эволюция распределения носителей при резонансном межзонном возбуждении полупроводника интенсивным импульсом света при условии АЕ псо0 (где щ - частота оптического фонона, АЕ = hco - Eg, hco - энергия кванта импульса света, Eg - ширина запрещенной зоны). Показано, что эволюция проходит следующие этапы. На временах t А"1 формируются максвелловские распределения электронов и дырок (Vі - время индуцированного светом межзонного перехода). При teh t Vmh/me температуры электронов и дырок выравниваются (те, т - эффективные массы, соответственно, электронов и тяжелых дырок). При tp Eg/A,2 формируется фермиевское распределение электронов и проявляется эффект насыщения. На последней стадии, но ещё во время импульса, устанавливаются неравновесные стационарные распределения. Длительность этой стадии определяется доминирующими механизмами рекомбинации и релаксации энергии носителей на фононах. Распределение носителей предполагалось пространственно-однородным, что возможно для малых толщин образцов d ос" (где а - коэффициент линейного поглощения).
Заметим, что при тех концентрациях и температурах фотовозбужденных носителей, которые характерны для наших экспериментов, все выше определенные времена работы [32] оказываются 1 пс. Масштаб характерных времен в наших экспериментах 10 пс. Поэтому при анализе наших экспериментальных результатов принималось, согласно [32], что меняющиеся со временем распределения электронов и дырок являются квазиравновесными фермиевскими, характеризуемыми единой температурой Тс и квазиуровнями Ферми Де и ць электронов и дырок.
В отмеченных теоретических работах [31] и [32], не учитывались процессы, которые приводят к немонотонному изменению прозрачности во времени в процессе оптического возбуждения прямозонного полупроводника, обнаруженному в [22] и исследованному в настоящей диссертации. К этим процессам относятся, во-первых, внутризонное поглощение света, которое в сочетании с замедлением темпа остывания плазмы, связанным с эффектом фононного узкого горла, приводит к тому, что температура плазмы во время возбуждающего импульса оказывается выше, чем температура решетки. Во-вторых, как предполагалось в [24] и подтвердили исследования, описанные в диссертации, существенным оказывается то обстоятельство, что в состоянии насыщения возникает полоса частот (в области Eg co coex)» в которой имеется инверсная заселенность, и поэтому возможна суперлюминесценция. В результате суперлюминесценции происходит быстрый рекомбинационный сброс носителей, так что во время возбуждающего импульса существует не состояние насыщения (т.е. условие (1) не выполняется), а состояние, при котором разность ie - u.h лежит в интервале Eg p.e - fih hcoex- о окончании же импульса вместо предполагавшегося состояния насыщения устанавливается так называемое пороговое состояние, когда выполняется условие це - ih=Eg -состояние с максимальной концентрацией фотовозбужденных носителей, при которой ещё отсутствует инверсия заселенностей. Кроме того, рекомби-национная суперлюминесценция (при которой рекомбинируют носители, расположенные вблизи экстремумов зон) приводит к дополнительному разогреву плазмы во время возбуждающего импульса, поскольку носители погибают при меньшей энергии, чем рождаются.
В теоретической работе [12] исследовалась энергетическая релаксация электрон-фононной системы полупроводника в стационарном и динамическом режимах. В частности, рассмотрена релаксация энергии плазмы и фо-нонов после выключения накачки. Получено, что, если в начальный момент плазма нагрета коротким световым импульсом, а фононы холодные, то процесс релаксации происходит в два этапа: сначала остывание плазмы и нагрев продольных оптических (LO) фононов за короткое время Х\ ], а затем медленное остывание плазмы и LO-фононов за характерное время Х2 \ При малых концентрациях плазмы время быстрого процесса A-i 1 « TF, а время медленного процесса Х{Х ia, где та - время ангармонического распада оптического фонона на акустический, a TF=(Ec-Ea)/nJF, где Ее и Еа - энергия плазмы, соответственно, при температурах плазмы и решетки, п - концентрация электронов, JF - темп энергетических потерь плазмы за счет фрелиховского взаимодействия, определяемый формулой (12) работы [12]. При увеличении концентрации быстрый процесс ускоряется (к] 1 — Tqc min), а медленный процесс замедляется, здесь xqc mjn - минимальное из времен затухания фононов с различными волновыми векторами q, а затухание обусловлено взаимодействием фонона с плазмой). Замедление темпа охлаждения плазмы связано с эффектом фононного узкого горла, подробнее рассмотренным в главе 5. Показано, что при больших концентрациях основной вклад в энергетические потери плазмы вносят дырки.
Методика обработки данных и управления экспериментом
В период выполнения включенных в диссертацию исследований задающий лазер был модернизирован за счет введения в резонатор системы отрицательной обратной связи. Эта система повысила стабильность энергии генерируемых импульсов и их длительность. Последняя к тому же стала примерно вдвое короче. Система отрицательной обратной связи позволяла поддерживать интенсивность светового поля внутри резонатора на уровне, соответствующем максимальному сокращению длительности импульсов в пассивном модуляторе (нелинейном поглотителе). Структурная схема модернизированного задающего лазера представлена на рис. 1.4. В связи с возросшими требованиями к устойчивости резонатора вместо плоского выходного зеркала было установлено вогнутое зеркало с коэффициентом отражения R 100%. Функции других новых элементов, включенных в схему лазера поясняются ниже.
Во время генерации электрооптический элемент Поккельса ЭПь на который было подано постоянное напряжение, поворачивал на некоторый угол поляризацию входящего в элемент горизонтально поляризованного излучения. Расположенный следом тонкопленочный поляризатор Пь пропуская горизонтально поляризованную часть излучения, вертикально поляризованную отражал на фотоприемник ФП. Электрический сигнал с фотоприемника, усиленный блоком отрицательной обратной связи, добавлялся к изначально приложенному к элементу Поккельса ЭП) постоянному напряжению, регулируя долю выводимого из резонатора излучения. Такая цепь отрицательной обратной связи обеспечивала подачу на элемент Поккельса ЭП] сигнала напряжения, пропорционального усредненной по резонатору интенсивности излучения с задержкой в 2ТР (Тр - период резонатора). Выбором параметров отрицательной обратной связи (при исходной прозрачности красителя 57%) добивались, чтобы развитие амплитуды излучения ограничивалось задолго до максимального значения. Далее амплитуда излучения поддерживалась соответствующей той области нелинейной фазы генерации, где эффективно идет селекция наиболее интенсивного импульса светового поля в резонаторе. В этих условиях длительность цуга световых импульсов в резонаторе, составляла 2 мкс, как иллюстрирует рис. 1.5. При этом длительность импульсов света стабилизировалась на уровне 23 пс не более, чем через 0,9 мкс от начала цуга.
В конструкцию задающего лазера также была введена новая более стабильная схема выделения одиночного импульса. Её элементы представлены на том же рис. 1.4. На фотодатчик ФП2 падало одно из отражений развивающегося в резонаторе излучения. Электрический импульс с фотодатчика, достигая заданного порогового уровня, запускал блок задержки. С регулируемой задержкой т (в нашем случае т 0,5 мкс) блок вырабатывал электрический сигнал, по которому блок отрицательной обратной связи оставлял на обкладках элемента Поккельса ЗПі существенно уменьшенное постоянное напряжение Ur. Добротность резонатора при этом скачкообразно возрастала. Интенсивность светового импульса в резонаторе начинала резко увеличиваться и превосходила уровень насыщения поглотителя, прерывая нелинейную фазу генерации, что приводило к генерации гигантского импульса. Далее отражение при одном из проходов импульса по резонатору формировало в фотоприемнике ФПз электрический сигнал, достаточный для порогового срабатывания блока выделения одиночного импульса. Сформированный этим блоком между обкладками элемента Поккельса ЭП2 импульс напряжения 5 кВ с длительностью фронта меньше периода резонатора приводил к повороту поляризации светового импульса на тг/2 за двойной проход через элемент. Отраженный затем тонкопленочным поляризатором П2 на зеркало Зз импульс выходил из резонатора. Энергия выделенного из резонатора светового импульса и 0,7 мДж. Длительность импульса « 23 пс, т.е. почти вдвое короче, чем в первоначальном варианте.
Вышедший из задающего лазера световой импульс поступал в систему усиления, представленную на рис. 1.6. Усилители У і и У2 представляют собой лазерные головки "Квантрон К-301Г" с активным элементом из АИГ:Ш диаметром 6,3 мм и длиной 100 мм. Усилитель Уз - специально изготовленная лазерная головка с диффузно отражающим рефлектором и активным элементом из AHT:Nd диаметром 8 мм и длиной 80 мм. Линза Лі создает расходимость пучка, необходимую для предотвращения крупномасштабной самофокусировки в предварительном усилители У(. Линза Л2 и диафрагма Д, диаметром 0,3 мм, образуют вход фильтра пространственных частот (ФПЧ). Диэлектрическим зеркалом Зі (R = 18- -50% в зависимости от требований эксперимента) усиленный в У і импульс разделяется на две части, направляемые с помощью диэлектрического зеркала 32 (R = 100%) в разные каналы распространения. В усилителях У2 и Уз, расположенных внутри ФПЧ, предотвращение крупномасштабной самофокусировки обеспечивает расходимость света после фокусировки линзой Л2. Перед усилителем У3 расходимость света дополнительно увеличивается линзой Лз. Линзы Л4 и Л5 являются выходом ФПЧ и служат для компенсации расходимости света.
Влияние внутризонного поглощения света на обратимое пикосекундное просветление галлия
Время нарастания и спадания электрического импульса определялось как постоянной времени самого фотоприемника, так и подбираемой величиной выходной RC-цепи. Электрический импульс фотоприемника ФП5, синхронизирующий работу системы регистрации с облучением образца, поступал на вход формирователя, который вырабатывал импульс TTL - уровня. Выработанный импульс задерживался в линии задержки на 1,2 мкс, после чего переводил все УВХ в режим хранения (1,2 мкс - время нарастания до максимума измеряемых электрических сигналов с фотоприемников ФПі -ФГЦ)- В режиме хранения УВХ находились 30 мс. Сигналы с выходов УВХ путем последовательного опроса с помощью аналогового коммутатора, управляемого счетчиком, задающим порядок коммутации, преобразовывались в цифровые коды аналого-цифровым преобразователем (АЦП). Результаты оцифровки сигналов с помощью схемы канала прямого доступа записывались непосредственно через адаптер в память персонального компьютера. Работа по каналу прямого доступа позволяла затратить на опрос каждого УВХ - 2 мкс и обеспечить необходимый временной интервал для работы программы обработки результатов. Управление счетчиком, АЦП и каналом прямого доступа осуществлялось через схему синхронизации. Сбор информации начинался с первого УВХ.
Управление шаговыми двигателями осуществлялось по следующей схеме. В соответствующие разряды регистра параллельного порта поступали с ЭВМ через адаптер сигналы, содержащие информацию о номере двигателя, который должен работать, о количестве тактов (шагов) и о направлении движения. Соответствующие выходы регистра параллельного порта соединены с блоком БУШД, управляющим четырьмя шаговыми двигателями. Через другие разряды параллельного порта происходило управление усилителями У] и У2, которые приводили в действие электрореле ЭР і и ЭРг Основными величинами, определяемыми в экспериментах, были изменение оптической прозрачности Т образца и рекомбинационное излучение Ws из образца под воздействием возбуждающего света. При этом измерялись зависимости величины g(T7T) (где индексы 1 и 0 соответствуют наличию и отсутствию возбуждающего облучения) от одного из четырех параметров: временной задержки id зондирующего импульса относительно возбуждающего, длины волны Хр зондирующего света, энергии возбуждающего импульса Wex и энергии фотона hcoex возбуждающего излучения. Энергию излучения из образца Ws измеряли по интегральному сигналу ФЭУ на выходной щели монохроматора в зависимости от регистрируемой длины волны Xs, временной задержки id и энергии возбуждающего импульса Wex. Измерения проводились автоматизированно при работе ЭВМ в режиме "on line". Среди загружаемых перед измерениями исходных данных указывались: начальные положения всех исполнительных механизмов; длина шага сканирования изменяемого параметра; допустимая погрешность измерений; минимально и максимально допустимые энергии каждого из опорных импульсов (окно дискриминации); минимальное и максимально допустимое число измерений в одной точке (при которых все импульсы удовлетворяли требованиям дискриминации); порядок работы затворов в каналах возбуждения.
Согласно программе управления экспериментом измеряемые параметры, требуемые для расчетов изменения прозрачности и погрешности измерений, заносились в память ЭВМ только для тех актов облучения, когда энергии всех опорных импульсов попадали в соответствующие окна дискриминации. Накопление данных поочередно небольшими порциями при открытом и закрытом положении одного или обоих затворов происходило до тех пор, пока не выполнялось изначально заданное число измерений No 30. Затем ЭВМ рассчитывало среднеквадратичное отклонение для измеряемой величины tg(T7T0). Если погрешность в проделанном цикле измерений превосходила заданное значение, то накопление данных продолжалось, как и периодический расчет погрешности. После достижения заданной точности проводился расчет просветления (изменения прозрачности) по формуле где Ер и Ег - средние значения интегральных сигналов зондирующего и опорного лучей, а индексы 1 и 0 означают наличие и отсутствие возбуждения. Затем результаты в цифровом и графическом виде отображались на экране монитора. Отметим, что перед этим в течение всего цикла облучения энергия зондирующего и всех опорных импульсов при каждом облучении графически отображались на экране монитора.
В наших экспериментах просветление измерялось с точностью до 2-10" . В основном точность измерений была обусловлена флуктуационным характером излучения задающего лазера. В процессах нелинеинооптических преобразований (генерации второй гармоники, параметрической генерации, генерации светового континуума) флуктуации излучения ещё больше усиливались. При одновременном облучении образца возбуждающим и зондирующим импульсами точность измерений в основном определялась флук-туациями энергий этих импульсов. Флуктуации же длительности импульсов наиболее сильно сказывались тогда, когда перекрытие во времени зондирующего и возбуждающего импульсов еще мало. Отметим также, что увеличение погрешности измерений происходило в результате воздействия на образец зондирующего излучения, поскольку ослабить это излучение более чем на 2-КЗ порядка по сравнению с возбуждающим нельзя из-за поглощения в образце. Оптимальное число полезных импульсов при измерении одной точки составляло 40-НЮ. Дальнейшее увеличение числа импульсов не дает ощутимого увеличения точности, хотя существенно удлиняет время эксперимента.
Влияние предварительного просветления GaAs на обратимое изменение прозрачности
Для того, чтобы эффективное время жизни носителей те = n / Is составляло 1 пс, надо положить Кт-а и 22. Это не противоречит полученной выше оценке Кт, а также оценке числа пар носителей, рождающихся в единицу времени в в единице объема во время действия возбуждающего импульса, которая легко получается из рассчитываемого коэффициента поглощения. Таким образом оценки, опирающиеся на параметры состояния электронно-дырочной плазмы, полученные из анализа экспериментального спектра просветления, доказывают реальность возникновения интенсивной рекомбинационной суперлюминесценции уже во время импульса накачки.
Аномально быстрое излучение действительно было обнаружено нами в опытах [23 ], описываемых далее, и в несколько иных условиях Hulin et al. [43], а позднее Fox et al. [44]. В нашем эксперименте гетероструктуру Alo,5Ga0,5As-GaAs- Alo,5Gao,5As с толщиной каждого из слоев соответственно 1,1-2,1-0,6 мкм облучали одним или двумя возбуждающими импульсами света. Свет фокусировался на образец под углом 10 к нормали к плоскости гетероструктуры. В случае двух импульсов угол между лучами составлял 3 при одинаковой их поляризации. Максимальная энергия одного импульса Wmex 100 мкДж при длительности Тр 20 пс и диаметре фокусного пятна 0,6 мм. Величина Wex регулировалась толщиной нейтрального поглотителя с калиброванным коэффициентом ослабления. В канале распространения второго луча имелась регулируемая оптическая задержка Td- Значение xd = 0 соответствовало положению максимума кросс-корреляционной функции G(id) обоих возбуждающих импульсов. Часть возникающего в образце при его возбуждении излучения из апертурного угла 5, ось которого нормальна к плоскости гетероструктуры и проходит через центр фотовозбуждаемой области GaAs, фокусировалась на щель монохроматора. Возбуждающие лучи проходили вне апертуры фокусирующей системы. Энергию излучения образца Ws измеряли по интегральному сигналу ФЭУ на выходной щели монохроматора в зависимости от регистрируемой длины волны Xs, энергии Wex и задержки id На рис.3.2 представлены спектры обнаруженного излучения из образца при возбуждении импульсами света с hooex « 1,49 эВ (пшех Eg = 1,423 эВ) для двух энергий возбуждения. Видно, что спектр излучения расположен при энергиях hcos Eg. Такое расположение спектра согласуется с уменьшением энергетической щели, обусловленным кулоновским взаимодействием фотовозбужденных носителей. Уменьшением энергетической щели ранее, в главе 2, уже объяснялось положение длинноволнового края спектра просветления GaAs. Максимум спектра обнаруженного излучения возрастал и смещался в длинноволновую область (как и длинноволновая граница спектра) при увеличении Wex. Максимальная ширина (на полувысоте) измеренных спектров не превышала 30 мэВ. То есть, как и должно быть для спектра стимулированного излучения, его ширина существенно меньше ширины спектра спонтанного излучения [45]. К тому же, если бы излучение было спонтанным, то максимум его спектра смещался бы в коротковолновую область при увеличении Wex [45], а не в длинноволновую, как в наших опытах.
Как показали измерения зависимости энергии Ws (для фиксированного значения hcos) от энергии возбуждающего импульса (рис.3.3), излучение имело тот же порог появления по энергии Wex, что и обратимое просветление. Пороговый характер образования излучения является тоже важным признаком стимулированного излучения. То, что порог появления и излучения, и обратимого просветления оказался одним и тем же, явилось новым аргументом в пользу объяснения механизма обратимого просветления, изложенного кратко во Введении и более подробно в главе 5. Наблюдаемая тенденция экспериментальных зависимостей Ws = f(Wex) к насыщению, рис.3.3, может быть обусловлена просветлением образца при возбуждении. Экспериментальное доказательство направленности обнаруженного излучения, то есть ещё одного важного признака стимулированного излучения, было получено нами в работе [18 ] и описано в главе 4, чтобы не прерывать описание работы [23 ].
Хотя прямых измерений зависимости излучения из образца от времени нами не проводилось, но есть основания утверждать, что излучение появляется во время импульса возбуждения. Действительно, спектр излучения и энергия Ws для фиксированного значения hcos зависят от энергии возбуждающего импульса Wex, тогда как состояние электронно-дырочной плазмы после импульса от Wex не зависит.
Подтверждением того факта, что излучение из образца возникает во время импульса возбуждения, явилась наблюдавшаяся в следующем опыте корреляция излучения с зависимостью возбуждения от времени в пикосе-кундном диапазоне. В этом опыте образец облучался двумя импульсами с приблизительно одинаковой энергией Wex и немного отличающимися (чтобы избежать интерференционных эффектов) энергиями фотонов hcoex. Между этими импульсами варьировали задержку id, что позволило менять распределение интенсивности возбуждающего света во времени при неизменной полной энергии облучения (аналогично методу, использовавшемуся ранее при изучении "горячей" люминесценции, см. например, [46]). Рис.3.4 иллюстрирует обнаруженную в этих опытах корреляционную зависимость между энергией излучения из образца Ws при hcos = const и задержкой т . Зависимость имеет минимум при id « 0, как это следует из сопоставления с представленной там же функцией G(id), и два приблизительно симметричных боковых максимума.
Зависимость Ws(id) (рис.3.4) можно сопоставить с зависимостью Ws(Wex) (рис.3.3) следующим образом. Предположим сначала, что энергия каждого импульса Wex) соответствует сублинейному участку кривой Ws(Wex) (рис.3.3). Пока импульсы не перекрываются, энергия излучения по грубой оценке равна 2-Ws(Wexi). Когда импульсы перекрываются, энергия равна Ws(2-Wexi), т.е. меньше, что объясняет минимум при id = 0.
