ЛЕКЦИЯ 09 (Электронные лекции), страница 2

F_n – F_p >E_g (9.12)

Условие (9.12) означает, что накачка, создающая неравновесные носители, должна быть достаточно сильной для того, чтобы квазиуровни Ферми оказались внутри соответствующих разрешенных зон. Иначе говоря, для получения инверсии необходимо вырождение электронно-дырочного газа. При этом, очевидно, все уровни с энергиями Е₁>F_р в валентной зоне и Е₂<F_n в зоне проводимости заселены. Это значит, что фотоны с энергиями в интервале

Е_g < h <F_n – F_p (9.13)

о
пределяют ширину полосы усиления.

Квантовый выход излучательной рекомбинации (т.е. процент превращения в фотоны неравновесных электронно-дырочных пар) может быть сделан близким к 1. Поэтому среди всех типов активных сред полупроводниковые среды дают наивысший КПД.

Наиболее распространенным способом инжекции носителей является пропускание тока через p-n переход полупроводникового диода. Вблизи p-n перехода зонная структура сильно искажена (см. рис. 9.2). Это искажение зонной структуры, сопровождающее установление равновесия в области p-n перехода, тем сильнее, чем выше концентрация примесей.

а).

б).

Рис. 9.2. Зонная структура сильно легированного полупроводника
вблизи p-n перехода в равновесии (а) и при инжекции (б).

При пропускании значительного тока через p-n переход в прямом направлении зонная структура несколько «выпрямляется», и вблизи p-n перехода образуется квазинейтральная область повышенной проводимости (рис. 9.2). Если U — приложенное к p-n переходу напряжение, то расстояние, на которое раздвигаются квазиуровни Ферми, равно

F_n – F_p  eU (9.14)

Появление областей 1 и 2, «переполненных» неравновесными носителями, и обуславливает инверсную заселенность, дающую всплеск излучательной рекомбинации, причем с преобладанием вынужденного излучения (тем большего, чем больше доля неравновесных носителей среди всех рекомбинирующих). На границах перехода при инжекции концентрация носителей меняется в  10⁴ раз.

Итак, условия для создания инверсии населенностей можно сформулировать так:

1. Большая концентрация примесей, приводящая к тому, что уровень Ферми оказывается в разрешенной зоне.

2. Наличие p-n перехода, сильно искажающего зонную структуру.

3. Возможность пропускания большого тока инжекции через p-n переход так, чтобы по всему p-n переходу осуществлялось, по возможности, одинаковое «спрямление» зон с соответствующим «раздвиганием» квазиуровней Ферми.

Лазерное излучение при инжекции носителей через p-n переход получено во многих полупроводниковых материалах. Наиболее распространены лазеры на арсениде галлия. Устройство излучающего элемента такого лазера схематически показано на рис. 9.3. [ 2 ].

Лазерный диод представляет собой срез монокристалла GaAs с поперечными и продольными размерами порядка 0,1 – 1 мм. Образец вырезан из сильнолегированного материала n-типа (донорные примеси Se, Te). После диффузии или имплантации p-типа (акцепторные примеси Zn, Cd) верхняя часть образца приобретает проводимость p-типа, и на расстоянии 10 – 100 мкм от поверхности образуется планарный слой p-n перехода. Толщина активной зоны p-n перехода составляет 1 – 10 мкм. При пропускании тока перпендикулярно плоскости p-n перехода в тонком слое p-n перехода возникает инверсия. Боковые грани кристалла образуют резонатор, и в плоскости p-n перехода начинается генерация. Поскольку коэффициент усиления активной среды велик, нет необходимости добиваться высоких коэффициентов отражения от граней кристалла. Практически достаточно  30. Иногда одну из боковых граней специально скашивают под углом Брюстера, чтобы уменьшить отражение. Характерная форма пятна излучения (поперечное распределение интенсивности) повторяет форму области инверсии и похожа на размытый отрезок прямой. Типичные угловые размеры диаграммы излучения составляют единицы градусов в плоскости p-n перехода и десятки градусов в перпендикулярной ей плоскости. КПД полупроводникового лазера можно оценить по формуле:

  _внутр  (Е_g/Е_d) (9.15)

где _внутр — квантовый выход излучательной рекомбинации, Е_g — ширина запрещенной зоны (в вольтах), Е_d — падение напряжения на p-n переходе.

При _внутр  1 можно выбором характеристик материала и охлаждением p-n перехода добиться КПД порядка 80 (при низких температурах). Однако, несмотря на такие гигантские значения КПД, выходная мощность полупроводниковых лазеров описанного типа, особенно в непрерывном режиме, невелика и не превышает, как правило, нескольких мВт, т.е. не больше, чем у Ne-He лазеров, работающих даже не в многомодовом, а в одномодовом режиме. Несколько лучше положение в импульсном режиме, где пиковая мощность может достигать нескольких кВт, но средняя мощность при этом все равно измеряется милливаттами.

Главный барьер, ограничивающий выходную мощность полупроводниковых лазеров, — это сложность обеспечения пространственной однородности накачки. При увеличении размеров активной области p-n перехода обязательно возникает неравномерность плотности тока по сечению, а это, в свою очередь, из-за резкой температурной зависимости тока, дает сильный разброс интенсивности излучения по пространству. Вместе с тем, возникает неравномерный разогрев области p-n перехода, приводящий к искажениям распределения концентраций неравновесных носителей, а то и просто разрушению зонной структуры, необходимой для создания инверсии. Наряду с температурными явлениями, весьма возможен и оптический пробой кристалла (поскольку размеры области составляют микроны, при излучаемых мощностях порядка 10³ Вт на участках кристалла размером  10^-1 мкм уже возможен оптический пробой)[ 3 ].

Для борьбы с пространственной неоднородностью накачки применяется изящный технологический прием: формирование гетероструктуры p-n перехода. Гетеропереходом называется такой p-n переход, у которого монокристаллический слой одного полупроводника наращивается на монокристаллической подложке другого полупроводника (в отличие от гомоперехода, где используется один и тот же полупроводник). Чтобы при этом не нарушалась монокристалличность всего образца, необходимо тщательно подбирать контактирующие материалы. Используется чаще всего контакт (твердый раствор) GaAs и AlAs. У них одинаковый тип решетки и одинаковый период, поэтому замещение алюминия галлием и наоборот происходит практически без появления дефектов решетки. На рис. 9.4 представлена схема лазера с двойным гетеропереходом.

П
еречислим основные преимущества гетеролазера.

Во-первых, активная область значительно более резко выделена в пространстве, поскольку отсутствует диффузионное растекание инжектируемых носителей.

Во-вторых, показатель преломления Al_xGa_1-xAs существенно меньше, чем GaAs, поэтому присутствует эффект оптического волновода: излучение концентрируется в активной области и не проникает в поглощающую область.

В-третьих, теплопроводность подложки (металл) велика по сравнению с гомопереходом (сапфир), поэтому обеспечен хороший теплоотвод.

В итоге у гетеролазера примерно в 100 раз снижается пороговая плотность тока при комнатной температуре, что позволяет снимать с одного излучателя уже не милливатты, а ватты средней мощности.

Миниатюрность излучающих элементов позволяет создавать матричные конструкции полупроводниковых лазеров, где может содержаться до нескольких сотен излучающих элементов. Выходная мощность при этом достигает уже сотен Ватт, что позволяет рассматривать и хирургическое применение полупроводниковых лазеров.

Малогабаритность, экономичность и безопасность полупроводниковых лазеров делает их, безусловно, более предпочтительными на практике, чем газовые. Вопрос сводится к выбору длины волны. Длина волны излучения полупроводниковых лазеров определяется, как это следует из нашего рассмотрения, шириной запрещенной зоны Е_g. Для арсенида галлия Е_g = 1,5 эВ, откуда   844 нм. Поскольку на зонную структуру влияют многие факторы — наличие примесей, давление, температура, внешние электромагнитные поля и т.д., длину волны излучения полупроводниковых лазеров можно менять в широких пределах. На сегодня практически перекрыт весь видимый и, особенно, ближний ИК диапазоны.

Исследование механизмов лазерного низкоинтенсивного воздействия на биоткани человека в последние годы привели к обнаружению целого ряда длин волн в ближнем ИК, соответствующих максимумам биостимуляции, а также к выбору режимов импульсно-периодичеcкого воздействия, более предпочтительных для лечения определенных видов заболеваний, чем непрерывный режим. Все это дало мощный толчок разработкам терапевтических лазерных аппаратов на базе полупроводниковых лазеров. Ими почти вытеснены с рынка медицинской лазерной аппаратуры терапевтические аппараты на базе He-Ne лазеров [ 4 ].

Новым и, безусловно, «прорывным» направлением в медицинской лазерной технике являются полупроводниковые лазерные волоконно-диодные модули. Чтобы изложить основные принципы их конструирования, вернемся к структуре излучающего элемента полупроводникового лазера.

Расходимость излучения в плоскости, перпендикулярной плоскости p-n перехода (по «быстрой оси»), соответствует одномодовому случаю и составляет достаточно большую величину (до десятков градусов).

Размер активного элемента в перпендикулярном направлении, в плоскости перехода, выбирается из компромисса между желанием увеличить мощность излучения и возможностью его фокусировки. Излучение в этом направлении (по «медленной оси») многомодовое, и его расходимость практически не зависит от размера апертуры.

В еличина мощности излучения, генерируемого лазерным диодом, ограничивается допустимой величиной тока, который можно пропустить через переход и оптической прочностью полупроводника. При размере по «медленной оси» 0,1 мм с одного современного лазерного диода можно получить лазерное излучение мощностью около 4 Вт. Эта величина достаточна для прецизионных операций на малых объемах биоткани.

Рис. 9.5. Расходимость излучения лазерного диода

Для обеспечения осесимметричной фокусировки излучения лазерного диода необходимо использовать оптический элемент с разной оптической силой по быстрой и медленной осям (рис.9.6). Дальнейшее наращивание выходной мощности возможно путем суммирования интенсивности излучения отдельных лазерных диодов, разнесенных пространственно или выращенных в едином полупроводниковом кристалле в виде одномерной или двумерной решетки. При этом вновь встает проблема сведения суммарной мощности в одно пятно с малыми размером и числовой апертурой. Суммирование может быть осуществлено либо пространственно с использованием дискретных оптических элементов (призм и зеркал), либо с использованием диодов с волоконным выводом излучения, а суммирование производить в волоконно-оптических сумматорах. В волоконной технике лазерный диод с волоконным выводом излучения называют «пигтелированным» - от английского pig tail («поросячий хвост»).

Рис. 9.6.

Схема введения излучения диодного лазера в волоконный световод

С практической точки зрения системы с пространственным суммированием излучения требуют более сложной юстировки и больше подвержены влиянию пыли, влаги и механических воздействий В частности, НТО «ИРЭ-Полюс» серийно производит мощные высокоэффективные 970-нм лазерные диоды модули PLD (Pig-tailed Laser Diode — лазерный диод с волоконным выходом) с шириной излучающей области 100 мкм. Излучение лазерного диода с помощью микрообъектива вводится в 110 мкм кварц-кварцевое многомодовое волокно. Все элементы смонтированы в компактном герметичном корпусе (рис. 9.7.).