Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 14
Глава 2. Теоретическая модель 25
2.1 Модель расчта пространственного распределения неравновесных носителей в многослойных структурах 25
2.2 Расчт распределения электромагнитного поля в волноводе и пороговых характеристик лазера 29
ГЛАВА 3. Распределения потерь энергии в полупроводниковых материалах 34
3.1 Распределение потерь энергии электронами накачки в полупроводниковых материалах 34
ГЛАВА 4. Исследование зависимости интенсивности катодолюминесценции от параметров структур и энергии электронов накачки 41
4.1 Описание методики эксперимента 41
4.2 Моделирование катодолюминесценции, сравнение результатов расчтов с экспериментом 43
ГЛАВА 5. Расчёт пространственного распределения концентрации неравновесных носителей заряда в полупроводниковых наногетероструктурах при накачке электронным пучком 51
5.1 Описание исследуемых полупроводниковых структур 51
5.2 Характеристики полупроводниковых ZnSe- содержащих структур 53
5.3 Результаты расчтов пространственного распределения концентрации неравновесных носителей заряда в ZnSe- содержащих структурах 57
ГЛАВА 6. Зависимость излучательных характеристик многослойных структур разных типов от энергии электронов накачки и качества границ слоёв 60
6.1 Эффективность сбора носителей в активной области 61
6.2 Зависимость пороговой плотности тока и пороговой мощности накачки для лазеров на основе ZnSe- содержащих структур различных типов от энергии электронного пучка 68
6.3 Сравнение результатов расчтов и эксперимента 78
ГЛАВА 7. Зависимость излучательных характеристик структур различных типов от их параметров 86
7.1 Зависимость излучательных характеристик структур от положения квантовой ямы в пределах волновода 86
7.2 Зависимость излучательных характеристик структур от размеров волновода 90
7.3 Зависимость излучательных характеристик структур от ширины внешнего ограничивающего волновод слоя 96
7.4 Зависимость излучательных характеристик структур от ширины внутреннего ограничивающего волновод слоя 99
7.5 Расчты характеристик полупроводниковых структур с множественными квантовыми ямами 101
ГЛАВА 8. Расчёты характеристик полупроводниковых структур для уф- и ик-диапазонов 114
8.1 Расчты характеристик полупроводниковых структур для УФ-диапазона 114
8.2 Расчты характеристик полупроводниковых структур для ИК-диапазона 125
Заключение 129
Список литературы 1
- Расчт распределения электромагнитного поля в волноводе и пороговых характеристик лазера
- Моделирование катодолюминесценции, сравнение результатов расчтов с экспериментом
- Характеристики полупроводниковых ZnSe- содержащих структур
- Зависимость пороговой плотности тока и пороговой мощности накачки для лазеров на основе ZnSe- содержащих структур различных типов от энергии электронного пучка
Расчт распределения электромагнитного поля в волноводе и пороговых характеристик лазера
Лазеры с электронно-лучевой накачкой на основе полупроводниковых монокристаллов известны уже более четырех десятилетий [1]. Впервые генерация когерентного излучения в полупроводниковом лазере на основе монокристаллов сульфида кадмия, выращенных из паровой фазы, при возбуждении пучком ускоренных электронов была получена в Физическом институте АН СССР им. П.Н. Лебедева в 1963 году [19-21]. Теоретические и экспериментальные исследования полупроводниковых лазеров с электронной накачкой были обобщены в монографии [1].
Использование электронного пучка для накачки полупроводниковых лазеров позволяет управлять параметрами лазерного излучения путм управления электронным лучом. Это делает возможным изготовление лазеров, в которых возможна широкополосная амплитудная модуляция излучения, быстрое сканирование диаграммой направленности, управление длиной волны генерации. В настоящее время в лазерах с электронно-лучевой накачкой получена генерация в диапазоне длин волн от 0,33 мкм до 30 мкм [1, 22]. Длина волны излучения таких лазеров определяется в основном выбором материала активного элемента. В силу того, что для лазеров с накачкой электронным пучком не требуется наличие p-n перехода, возможности выбора полупроводникового материала весьма велики - можно использовать как бинарные кристаллы (CdS, ZnSe, ZnO и т.д.), так и их твердые растворы (AlGaAs, CdSSe, ZnCdSe, ZnMgO и т.д.). Это позволяет получать излучение на любой заданной длине волны в диапазоне от УФ до ИК области спектра [1, 22]. Предельная выходная мощность полупроводниковых лазеров определяется стойкостью зеркал и самого материала, поэтому предельная выходная мощность излучения зависит от площади излучающего элемента. Предельная эффективность преобразования энергии электронного пучка в свет может составлять 30% (по отношению к энергии электронного пучка – источника накачки) [1, 22]. При накачке полупроводниковых лазеров электронным пучком неравновесные носители заряда образуются в результате ионизации атомов кристаллической рештки за счт энергии электронного пучка [1, 20]. Такой способ накачки позволяет сравнительно легко получать достаточную концентрацию неравновесных носителей в активной области и создать условия, необходимые для реализации режима генерации.
Существуют две модификации лазеров с накачкой электронным пучком, которые условно можно назвать лазерами с продольной и поперечной накачками [1].
В лазерах с продольной накачкой возбуждение производится через одно из зеркал резонатора практически вдоль его оси, излучение лазера направлено вдоль электронного пучка накачки. При продольной геометрии накачки электронным пучком однородных полупроводниковых монокристаллов длина активной области кристалла определяется глубиной проникновения электронного пучка в образец, которая, в свою очередь, уменьшается при снижении энергии электронов.
В лазерах с поперечной геометрией накачки длина усиливающей среды определяется геометрическими размерами образца.
В лазерах с продольной накачкой электронным пучком реализованы различные режимы работы: квазинепрерывный (режим сканирования), импульсный [1, 2], непрерывный. [23, 24]. Наибольшее распространение получили две основные разновидности лазеров с накачкой электронным пучком: квазинепрерывные сканирующие лазеры и импульсные лазеры. В импульсных многоэлементных лазерах с электронно-лучевой накачкой уровень импульсной мощности может достигать 20 МВт при энергии светового импульса 250 мДж [25]. В сканирующих лазерах с продольной накачкой достигнута средняя мощность в квазинепрерывном (сканирующем) режиме 40 Вт при криогенном охлаждении кристалла и несколько Вт при комнатной температуре образцов и плотности тока ускоренных электронов в десятки А/см2 [5, 9].
Высокие значения выходной мощности таких лазеров обусловили возможность их использования в различных устройствах. Некоторые возможности применений полупроводниковых лазеров с накачкой электронным пучком представлены в статье [3]. Лазеры с импульсной мощностью в несколько мегаватт перспективны для диагностики быстропротекающих процессов, для систем посадки летательных аппаратов и проводки судов, для систем наблюдений в условиях плохой видимости [3]. Квазинепрерывные сканирующие лазеры с продольной накачкой разрабатывались для проекционных систем отображения информации на большом экране [3, 5, 13, 26-30].
Тем не менее, широкого распространения системы с использованием лазеров с электронно-лучевой накачкой не получили. Высокие значения энергии электронного пучка (обычно 200-300 кэВ), используемого для накачки мощных импульсных лазеров данного типа, являются весьма неудобными и небезопасными для практического использования. Использование высоких напряжений неизбежно приводит к увеличению размеров устройства и усложнению его конструкции. При использовании лазеров с электронно-лучевой накачкой необходимо учитывать наличие сопутствующего рентгеновского излучения. Так как защита от излучения не представляет затруднений при энергиях электронов, не превышающих примерно 30 кэВ, особый интерес представляет разработка лазеров, работающих при невысоких рабочих напряжениях.
Достигнутые к настоящему времени максимальные значения импульсной (десятки мегаватт) и средней мощности (десятки ватт) получены при использовании для изготовления активных элементов лазеров полупроводниковых монокристаллов. В то же время в силу того, что толщина активного слоя полупроводника в таких лазерах, определяемая глубиной проникновения электронного пучка в кристалл, как правило, составляет не более нескольких единиц или десятков микрон, естественно использовать эпитаксиальные слои или гетероструктуры. В последние десятилетия благодаря успехам в освоении технологии выращивания совершенных тонких монокристаллических слоев появилась возможность изготовления структур и лазеров с электронно-лучевой накачкой на их основе, работающих при комнатной температуре с низкими порогами при относительно невысоких уровнях энергии электронного пучка.
Моделирование катодолюминесценции, сравнение результатов расчтов с экспериментом
Приведнные на Рисунке 21 зависимости, построенные как при отсутствии рекомбинации на границах активного слоя (s4-5= 0 м/с) так и при различных значениях коэффициентов поверхностной рекомбинации на других границах (s0-1= 10 м/с; s0-1= 104 м/с; s0-1= 10м/с, s1-3= 103 м/с), совпадают между собой (верхняя группа из трх практически совпадающих кривых 1, 3, 4) или мало отличаются (кривая 5) друг от друга (s0-1= 106 м/с, s1-3= 106 м/с). В то же время, при учте рекомбинации на границе активной области (s0-1= 10 м/с, s4-5= 103 м/с; s0-1= 10 м/с, s1-3= 103 м/с, s4-5= 103 м/с), эффективность сбора носителей резко падает (две нижние практически совпадающие кривые 2, 6).
Таким образом, из наших расчтов следует, что при всех энергиях электронов накачки наибольшее влияние на величину эффективности сбора носителей оказывает поверхностная рекомбинация на границах слов, непосредственно примыкающих к активной области (квантовой яме). Это обусловлено тем, что рождающиеся по всей толщине структуры носители вследствие диффузии и дрейфа могли бы достичь квантовой ямы, однако, часть из них безызлучательно рекомбинируют на внутренних слоях структуры, не попадая в квантовую яму. Таким образом, влияние качества внутренних слов структуры тем критичнее, чем ближе они располагаются к квантовой яме.
Из наших расчтов следует, что если коэффициенты безызлучательной рекомбинации на внутренних границах отличны от нуля, то какой именно тип волновода и активной области предпочтительнее (с точки зрения увеличения эффективности сбора носителей) зависит от значений скоростей безызлучательной рекомбинации на границах слов структуры. Эффективность сбора носителей связана со значением пороговой плотности тока лазеров, реальное значение которой может быть определено из эксперимента. Сравнение экспериментальных и расчтных зависимостей пороговой плотности тока от энергии электронов позволяет сделать вывод о качестве границ между слоями. Методика вычисления пороговой плотности тока представлена в Главе 2. Заметим, что пороговая плотность тока будет определяться не только эффективностью сбора носителей в активной области структуры, но и фактором оптического ограничения. Вычисления производились для четырх типов структур, отличающихся строением волновода и активной области (рисунки 12-15), а также для различных значений коэффициентов поверхностной рекомбинации на границах разных слов структуры (Таблица 4). На
Можно видеть, что представленные зависимости, несмотря на отличия в конструкции волновода и активной области, по характеру близки друг к другу. С ростом энергии от 2 кэВ до 30 кэВ пороговая плотность тока уменьшается, достигает минимума при энергии электронов 12-17 кэВ, а затем плавно увеличивается. При малых значениях энергии электронов накачки, максимум распределения потерь энергии в образце (энергия накачки) смещн к внешней поверхности структуры. С увеличением энергии электронов доля энергии, теряемой во внешнем ограничивающем слое уменьшается, что приводит к резкому уменьшению пороговой плотности тока.
При дальнейшем увеличении энергии электронов накачки начинает возрастать доля энергии, теряемой во внутреннем ограничивающем широкозонном слое ZnMgSSe и подложке, что приводит к постепенному нарастанию пороговой плотности тока. В случае идеальной структуры (поверхностная рекомбинация на всех границах практически отсутствует (рисунок 22а)), зависимости пороговой плотности тока накачки от энергии электронов jth (E0 ) для всех рассматриваемых структур примерно совпадают. Это объясняется следующим образом: поскольку эффективность сбора носителей для идеальной структуры (рисунок 22а) не зависит от конструкции активной области, то концентрация носителей в активной области будет обратно пропорциональна е ширине, т.е. концентрация носителей в активной области QW- структур (с одиночной квантовой ямой) будет меньше, чем в активной области QD- структур. Однако фактор оптического ограничения Г в случае QW- структур больше, чем в случае QD- структур. Поскольку (см. главу 2) пороговая плотность тока определяется произведением концентрации носителей в активной области на фактор оптического ограничения, то плотности тока накачки электронов jth (E0 ) для идеальной структуры практически одинаковы. Для всех рассмотренных структур при нулевом коэффициенте поверхностной рекомбинации на границе активной области (рисунок 22а, б, в), зависимости jth (E0 ) также практически совпадают при изменении коэффициентов поверхностной рекомбинации на остальных границах в пределах от 0 до 104 м/с. Таким образом, определяющее влияние на величину пороговой плотности тока накачки оказывает качество границ слов структуры, непосредственно прилегающих к активной области (QW или QD) (рисунок 22г, д).
Это также следует из рисунка 23, на котором приведены зависимости jth (E0 ) для структуры с неваризонным волноводом с одиночной ZnCdSe квантовой ямой при различных комбинациях границах слов данной структуры. значений коэффициентов s на
На вкладке b - на границах активной области s= 0 м/с, на внешней поверхности структуры и на границах волновода s= 106 м/с. Видно, что изменение коэффициентов поверхностной рекомбинации на всех границах кроме границ слов, прилегающих к активной области в пределах от 0 до 104 м/с не приводит к сколько-нибудь существенным изменениям величины jth (кривые 1, 2, 3). Увеличение коэффициентов поверхностной рекомбинации на внешней поверхности и на границах волновода до 106 м/с (вкладка b) приводит к увеличению значений пороговой плотности тока в 1,5-2 раза при энергиях пучка более 7 кэВ, при энергии 4 кэВ примерно в 5 раз. В то же время, увеличение коэффициента s4-5 на границах активной области от 0 до 103 м/с приводит к возрастанию величины jth почти на два порядка (вкладка а).
На Рисунках 24 а,б,в,г,д представлены расчтные зависимости пороговой плотности мощности накачки, т.е. произведения пороговой плотности тока пучка и ускоряющего напряжения, от энергии электронного пучка, выполненные для лазеров на основе структур с различной конструкцией волновода и активной области.
Характеристики полупроводниковых ZnSe- содержащих структур
При энергиях электронного пучка от 10 кэВ до 15 кэВ зависимость пороговой плотности от ширины волновода имеет минимум, который соответствует оптимальному расположению активной области внутри структуры, при котором максимум распределения потерь энергии электронов располагается вблизи активной области. С увеличением энергии электронов более 15 кэВ, пороговая плотность тока уменьшается с ростом ширины волновода, что обусловлено тем, что при малых размерах волновода значительная часть энергии электронов уходит в подложку, так как максимум распределения энергетических потерь располагается за активной областью и максимумом распределения поля моды.
На Рисунке 37 представлена зависимость эффективности сбора носителей в квантовой яме от ширины волновода для разных энергий электронов накачки при симметричном расположении активной области внутри волновода. keV 5 keV 7keV 10keV 12 keV
Как можно видеть, эффективность сбора носителей в квантовой яме при малых энергиях уменьшается с увеличением ширины волновода, при энергиях пучка 10 кэВ и более эта зависимость имеет максимум, положение которого смещается с ростом энергии электронного пучка в сторону увеличения ширины волновода.
Начиная с ширины волновода 350 нм, пороговая плотность тока растт при увеличении ширины волновода и фиксированном положении активной области в нм при использовании пучков электронов с энергиями не более 30 кэВ. Поэтому для низкопороговых лазеров нецелесообразно делать волновод шире 350 нм при накачке структур пучками электронов с малой энергией.
Зависимость излучательных характеристик структур от ширины внешнего ограничивающего волновод слоя
Результаты расчтов зависимостей пороговой плотности тока и эффективности сбора носителей в активной области волновода от размеров внешнего ограничивающего волновод ZnMgSSe- слоя для структуры с квантовой ямой с CdSe- дробно-монослойной вставкой представлены на Рисунках 38, 40. 30 20 15 10 0 ограничивающего волновод, для разных энергий (структура с квантовой ямой). А – для энергии электронов 3кэВ, В – для энергии электронов 7кэВ и 10 кэВ. Как можно видеть из Рисунка 38 при изменении ширины верхнего ограничивающего волновод слоя от 1 до 200 нм при энергиях пучка от 3 до 10 кэВ пороговая плотность тока возрастает. Из результатов расчта следует, что с увеличением энергии электронного пучка влияние размера внешнего слоя на пороговую плотность тока уменьшается, что связано с увеличением глубины проникновения электронов в структуру.
На Рисунке 39 представлена экспериментальная зависимость пороговой плотности тока от толщины внешнего широкозонного слоя, измеренная при энергии электронов 10 кэВ для разных структур.
Из Рисунков 38, 39 можно видеть, что наблюдается качественное согласие результатов расчта и эксперимента. Следует отметить, что экспериментальные данные, представленные на Рисунке 39, получены на структурах, отличающихся не только толщиной внешнего слоя, но и другими параметрами, такими как: ширина волновода и внутреннего ограничивающего волновод слоя, расположение и структура активной области. Поэтому количественное сравнение результатов, представленных на Рисунке 39, с результатами наших расчтов не имеет смысла.
Экспериментальная зависимость пороговой плотности тока при накачке электронным пучком с энергией 10 кэВ от толщины d внешнего слоя структур. Количественное сравнение результатов расчта (Рисунок 38А) с экспериментальными данными проведено для лазеров на основе структур с примерно одинаковым расположением активной области и шириной волновода (Рисунок 27А) с толщиной внешнего слоя 10 нм (структура 4-099) и 20 нм (структура 4-094). При энергии электронного пучка 3 кэВ отношения расчтных и экспериментальных значений пороговой плотности тока для лазеров на основе структур с толщиной внешнего ограничивающего слоя 10 нм и 20 нм близки друг другу: примерно 1,7 (эксперимент) и 1,5 (результат расчта). Расчты проводились при изменении в широком диапазоне таких параметров структур, как время жизни носителей, длина диффузии, коэффициент поверхностной рекомбинации на внешней и внутренних границах структур.
На Рисунке 40 представлена зависимость эффективности сбора носителей в активной области от ширины внешнего ZnMgSSe- слоя, ограничивающего волновод, для разных энергий (структура с квантовой ямой) Значения параметров слов структуры приведны в Таблице 3. Расчты производились при следующих коэффициентах поверхностной рекомбинации s (м/с) на границах слов: вакуум – поверхность структуры 102 внешний ограничивающий слой - волновод 106 сверхрештка – активная область 103 Из Рисунка 40 следует, что при малых энергиях накачки (менее 10 кэВ) эффективность сбора носителей в активной области структуры уменьшается с ростом ширины внешнего ограничивающего волновод слоя, тогда как, при энергии 10 кэВ зависимость эффективности сбора носителей имеет максимум при ширине внешнего ограничивающего волновод слоя 50 нм. Такой ход зависимостей очевидно объясняется тем, что увеличение ширины внешнего ограничивающего волновод слоя может приводить к изменению координаты активной области, т.е. е расположение может оказаться более оптимальным (см. Рисунки 30, 31), а также характером распределения потерь энергии электронов накачки по глубине структуры. При попадании максимума распределения потерь энергии электронов накачки во внешний ограничивающий слой эффективность сбора носителей, естественно, уменьшается с увеличением ширины внешнего ZnMgSSe- слоя, ограничивающего волновод, что особенно заметно при малых энергиях электронов накачки.
Зависимость пороговой плотности тока и пороговой мощности накачки для лазеров на основе ZnSe- содержащих структур различных типов от энергии электронного пучка
Структуры на основе AlGaN позволяют получать излучение в области глубокого ультрафиолета вплоть до длины волны 200 нм. Разработка p-n переходов для материалов с большой концентрацией алюминия, необходимых для работы инжекционных лазеров, является достаточно сложной проблемой. Поэтому, использование электронного пучка для накачки подобных структур оказывается весьма перспективным. Имеются сообщения о достижении средней мощности излучения 100 мВт на длине волны 240 нм при использовании структур на основе AlGaN с накачкой электронным пучком с энергией 8-10 кэВ [81, 82].
Ниже приведены результаты выполненных нами расчтов и данные экспериментов для структур на основе AlGaN.
Тестовые AlGaN наногетероструктуры с высоким содержанием Al (выше 30%) на стандартных c-Al2O3 подложках, содержащие активную область в виде одной или нескольких QW с толщинами 3 нм, были выращены методом молекулярно-пучковой эпитаксии в ФТИ им. А.Ф. Иоффе. Методами численного моделирования нами исследовано влияние основных параметров AlGaN-структур на параметры излучательной рекомбинации. Расчты проводились в соответствии с моделью, описанной в Главе 2. Для оптимизации лазерных структур на основе AlGaN с электронно лучевой накачкой, предназначенных для получения генерации в УФ-области спектра, были рассчитаны распределения неравновесных носителей заряда по глубине структуры, эффективность сбора носителей в квантовых ямах и значения пороговой плотности тока накачки. При расчетах учитывалась диффузия неравновесных носителей, дрейф носителей за счет разницы ширины положения энергетических уровней в разных слоях структуры, распределение электромагнитного поля в резонаторе лазера, пространственная неоднородность накачки при различных значениях энергии пучка.
Расчты распределения неравновесных носителей заряда по глубине и эффективность их сбора в квантовых ямах, проводились для структуры С409 (Рисунки 50, 51), представляющей собой Al0.49Ga0.51N волновод общей толщиной около 143 нм с ассиметрично расположенными в нм тремя квантовыми ямами Al0.39Ga0.61N шириной по 3 нм, ограниченный сложной конструкцией из слов AlхGa1-хN с разной концентрацией Al.
Характеристики слов структуры, используемые при расчтах, такие как длина диффузии L, коэффициент диффузии D, время жизни носителей , показатель преломления n и эффективный потенциал U, связанный с разной шириной запрещенной зоны Eg в разных слоях структуры, приведены в Таблице 6 [80, 74].
Энергия кванта излучения в максимуме линии люминесценции, согласно [84], меньше энергии, соответствующей ширине запрещенной зоны, на 2-5 мэВ Таким образом, в исследуемой структуре при Т= 300 К можно ожидать наличие линий излучения с длинами волн около 280 нм (излучение волновода) и более 294 нм (излучение квантовых ям).
Для определения времени жизни носителей и их подвижности в слоях AlхGai_хN с различным содержанием Al, были взяты значения этих параметров для GaN и AlN и пересчитаны для тройного соединения в предположении линейной зависимости параметров от концентрации Al. Время жизни носителей и их подвижность в GaN и A1N соответствуют данным [80, 74]. Коэффициенты поверхностной рекомбинации на всех внутренних границах принимались равными s = 10 м/с, на свободной границе s = 10000 м/с.
На Рисунке 52 представлен пример вычисленной нами зависимости пространственного распределения концентрации неравновесных носителей п{х) в структуре С409 при энергии электронов накачки 10 кэВ, пространственное распределение потерь энергии электронного пучка dE/dx при указанной энергии, а также распределение основной моды электромагнитного поля (моды более высоких порядков не возбуждаются при данных параметрах волновода).
Координата x= 0 соответствует поверхности структуры, квантовые ямы QW располагаются на глубине x1= 80 нм (QW1), x2= 90 нм (QW2 ) и x3= 100 нм (QW3). Из Рисунка 52 видно, что неравновесные носители, возникающие в структуре за счет диффузии и дрейфа в поле эффективно собираются в активных слоях структуры. Заметим, что носители в основном собираются в квантовых ямах, концентрация носителей в которых на один-два порядка превышает концентрацию носителей в остальных слоях структуры (на Рисунке 52 верхние части вертикальных отрезков n(x) при x1= 80 нм (QW1), x2= 90 нм (QW2) и x3= 100 нм (QW3) лежат значительно выше рамок рисунка).
На Рисунке 53 представлены зависимости эффективности сбора носителей в квантовых ямах от энергии электронов. Под эффективностью сбора носителей понималось отношение концентрации носителей в соответствующей яме к суммарной концентрации во всех слоях структуры.
Энергетические зависимости эффективности сбора носителей в различные квантовые ямы структуры С409(нижние кривые). Верхняя кривая рассчитана для волновода тех же размеров, но с одиночной квантовой ямой, расположенной на глубине 80 нм. поверхности) ямы падает с ростом энергии электронов. Энергетическая зависимость эффективности сбора в наиболее удалнную яму имеет максимум при энергии пучка 10 кэВ, т.е. когда положение данной ямы совпадает с положением максимума кривой потерь энергии для электронного пучка с энергией 10 кэВ. Таким образом, конструкция структуры должна быть согласована с предполагаемой энергией накачки.
Используемая модель позволяет оценить влияние количества и расположения квантовых ям в волноводе на величину пороговой плотности тока лазера с учетом распределения поля различных типов колебаний.
На Рисунке 53 приведены результаты сравнения эффективности сбора в структурах с одинаковым волноводом, но с тремя и одной квантовой ямой в нем. Видно, что при любых значениях энергии электронов эффективность в структуре с одной ямой превышает эффективность сбора в любую из трех квантовых ям для многоямной структуры.