Айхлер Ю., Айхлер Г.-И. Лазеры. Исполнение, управление, применение (2008) (1095903), страница 42
Текст из файла (страница 42)
Для оценки характеристики часто используется возрастающий с температурой Т пороговый ток Г,„- ехр (Т/То) и указывается характеристическая температура Т,. Она составляет, например, для ОаА)Аа-лазера примерно 200 К, а для 1пОаАлР-лазера — около 50 К. Разработка лазеров со стабильной температурой, что позволило бы обходиться без ее регулирования, является целью текущих исследований. Спектральная характеристика диодного лазера показана на рис. 10.16. При высоких токах у полосковых лазеров может доминировать продольная мода. Представленная на рис.
10.16 тенденция является вполне типичной, но не все ~~~~96 Глава 10. Полулроводниковые лазеры типы лазеров рассчитаны на одномодовый режим. Для улучшения селекции продольных мод можно прибегнуть к травлению структуры решетки в активной зоне с периодом = тЦ2п„причем 2« есть длина волны излучения, и« вЂ” относящийся сюда эффективный показатель преломления структуры волновода, а т — целое число > 1.
Отражения лазерного света на штрихах решетки дают при конструктивной интерференции предпочтительную длину волны «с обратной связью». Деструктивное наложение отраженных от разных штрихов решетки парциальных волн на соседние длины волн приводит к их подавлению и, следовательно, к селекции предпочтительной длины волны — вплоть до одномодового режима генерации подобных лазеров с обратной связью (ПРВ). Похожим образом сконструированы и лазеры РВЕ, у которых отражающая структура решетки (отражатель Брэгга) находится за пределами активной зоны, заменяя там отражающие выходные торцы (рис.
10.10). Лазеры, генерирующие на одной продольной моде, имеют длину когерентности до 30 м. В результате температурных колебаний в случае одномодовых лазеров это часто приводит к скачкам моды. Лазеры РРВ и Г)ВВ, по сравнению с традиционными лазерными диодами Фабри — Перо (лазерные диоды с параллельными выходными торцами), позволяют перестройку в значительно большем диапазоне длин волн без скачкообразного изменения моды.
Это осуществляется путем изменения тока или температуры. м о о я а » ох г з ы Рис. гол5. Зависимость интенсивности лазерного излучения Ток от тока (1гп — пороговый ток) При большой ширине активной зоны распределение интенсивности излучения на выходе из активной зоны носит «нитевидный» характер. После превышения порогового тока активная зона имеет однородное излучение не по всей ширине. При этом образуются «нити» шириной от 2 до 10 мкм, излучающие каждая отдельно от другой.
С повышением тока эти нити множатся, изменяя свое положение, что вызывает довольно сильный шум. Причиной являются разные неоднородности в активной зоне. Каждая из нитей излучает с разной частотой или фазой и вызывает расхождение пучка в направлении активного слоя. Распределение интенсивности перпендикулярно плоскости активной зоны является косинусоидальным и экспоненциально уменьшается у граничащих зон.
В направлении слоя могут иметь место и высшие моды Эрмита — Гаусса, о чем подробнее сообщается в главах 12 и 13. Путем ограничения активной ширины до 1О мкм может быть достигнуто излучение на поперечной основной моде. В силу лучевого распространения в направлении перпендикулярно к плоскости слоя основная мода имеет здесь не круглое, а эллиптическое поперечное сечение.
175 глА вво 900 В9О Длина волны, нм; глА = мА Рис. 10.16. Спектр излучения лазерного диода (полоскового лазера) в зависимости оттока накачки (пороговый ток 155 мА). После возникновения индуцированного излучения по мере усиления возбуждения начинается одномодовая генерация (см. изменение масштаба мощности лазерного излучения Р) Рис. 10.17. Интенсивность лазерного диода в направлении перпендикулярно и параллельно плоскости з"у"ение активного слоя (по данным Блайгера).
Полуширины выражены через ЛО и Лб1л Толщина активной во Дифракционно-обусловленная характеристика выводимого излучения в плоскостях перпендикулярно и параллельно р — л-переходу описывается через углы расхождения ЬОз и ЛОп (рис. 10.17), причем эти углы указаны с учетом уменьшения интенсивности на половину максимальной величины. Угол ЛОл зависит от ширины лазерного слоя, причем значения от 5' до 40' являются типовыми.
Угол ЛОз выражен через толщину гг' слоя и через показатели преломления активной зоны и окружающих слоев. Их типовые значения находятся в диапазоне от 40' до 80'.Расходящееся излучение лазерных диодов может быть ~~~а с юлин а р параллелизировано либо «коллимировано» линзовыми системами. Пример коллиматора с цилиндрическими линзами для диодного лазера приведен на рис. 10.18. Рис. 18.!8. Излучение днодного лазера может быть коллнмировано с помошью цилиндрической микролннзы, Посредством линзовой системы (не показана) возможна коллнмация также и в другом направлении диодный лазер Цилиндрическая линза 10.5. Подстройка частоты диодных лазеров Лазерное излучение возможно в диодных лазерах в области спектра около 10 % длины центральной волны.
Далее мы подробно обсудим процессы возникновения этой большой ширины линии и коснемся одновременно некоторых аспектов теории полупроводниковых лазеров с точки зрения физики твердых тел. В заключение будет рассмотрена структура диодных лазеров с подстройкой частоты.
Частотно-зависимое усиление света в лолулроводникахг теорил Свет усиливается в полупроводниках по аналогии с атомными системами, если в зоне проводимости присутствует достаточное число возбужденных электронов, так что индуцированное возбуждение преодолевает поглошение электронами в валентной зоне. Показатель усиления я (г) зависит от частоты, поскольку вынужденное излучение может происходить от заполненных состояний с разной энергией в зоне проводимости до различных свободных состояний в валентной зоне.
Рис. 1О. 19 показывает энергетические состояния и оптический переход в активной зоне диодного лазера — например, в пределах толщины слоя с( согласно рис. 10.2а. Направленная кверху парабола на рис. 10.19 демонстрирует энергию Е электронов в зоне проводимости. В валентной зоне эта парабола ориентирована вниз и тоже отображает энергию Е, электронов. Свободные плошади иа данной параболе соответствуют положительным дыркам, энергетическая ось которых направлена в сторону, противоположную направлению оси электронов.
Валентная зона заполнена до энергии Ферми Г„(при Т= 0 К). В результате притока электронов их плотность в зоне проводимости достаточно высока, что вызывает сдвиг энергии Ферми Г, в сторону более значительных величин и последуюшую инверсию (см. здесь также п. 1.6). Верхний край валентной зоны имеет энергию Еи нижний край зоны проводимости — энергию Ег Между ними располагается запрещенная зона шириной Е, = Е, — Е (разность энергий). Внутри этих !О.5.пд !к д д * ! энергетических зон энергия электронов Е, и Е, зависит от величины волнового вектора /г, задающего импульс (р= й/г). У диодного лазера оптические переходы из зоны проводимости в валентную зону осуществляются, как показано на рис. 1.19, почти без изменения величины волнового вектора /г, то есть вертикально вниз.
При этом посылается один фотон энергии /1/'= Е, — Е,. Этот переход показывает неоднородное уширение. «Долговечность» опустошенного электронного состояния (спектральная дырка) в зоне проводимости выражена через время межзонной релаксации т, которое для ОаАз составляет примерно 10-" сек.
В соответствии с уравнением (2.19) получаем для ширины «спектральной дырки> Д/'= 1гг2лт = 10" Гц. Относящаяся сюда область волновых чисел обозначается как ДЙ. Дифференциальное усиление я можно вычислить по уравнению (2.15) из эффективного поперечного сечения для индуцированного излучения о и плотности величин населенности в зоне проводимости (Л/,) и валентной зоне (Л',): я //) = а (Ф, — Лг,). Расчет частотной зависимости я и, соответственно, Л/, и Лг, будет несколько проще, если /г сначала используется в качестве переменной.
Плотность состояний я Г/г) для зоны проводимости и валентной зоны в так называемом пространстве волновых векторов равна: о (/г) = /гт/ят — см. также уравнение (1.20). нная ацня Ео Е Рле. 10.19. Усиление света а 1В / а результате оптического Р— —— перехода электрона яз зоны с проводимости в свободное Межзо состояние (дырку) релакс валентной зоны а активной области полупроводника. Электрон ,1' ! Так как световой импульс относительно мал, по Ес сравнению с импульсом электрона Л/г, переход И между двумя состояниями осуществляется примерно с равным значением /с. Облучающнй фотон /1/" создает ннлуцнрованное Д»!рка Велнчнна/г ~ излучение посрелстаом еолнового электронов, относящихся аектоое к области волнового числа электооное Д~с.
Электроны, убывающие ЧВ в этой зоне, пополняются Еь за счет межзонной ) релаксации в соседних зонах В пространстве волновых векторов плотности величин населенности Л', и Л/, выражены через произведение плотности состояний я (гг) и вероятностей заселения (например, распределений Ферми согласно уравнению 1.16) /' и /' Поскольку плотность состояний я //г) на единичный энергетический интервал (интервал вол- (~~О У,*!ОП ур д р новых числами) указывается с единицей 1/м', то в следующем уравнении надо еще выполнить умножение на о/ь: /г~ ььу, — /у, = р(/с)Ыс(/, — ( ) = —, /х/г((, — д ). (10.3) Вместо интервала величин волновых векторов Л/г можно ввести в уравнение (10.3) и относящийся сюда частотный интервал /1д( /ь/с = — /хЕ = — о/.
ь//1 ь//ь (10.4) г/Е ь/( Таким образом, на основе уравнений (2.15), (10.3) и (10.4) можно вычислить дифференциальное усиление; /У' = Е, + (Е, — Е,) -(Е, — Е„') = Е +— / /д/ (10.5) Чтобы Установить связь между /г и частотой излучения (лля расчета ь//г(д/( на уровне допущения принимаются параболические зоны (п.11.6, уравнения 1.13а и б): р, ! /ь ! р, ! / 2 Еа — Ес= — и Е,-Е„=-— (10.6) 2т, ' 2т„ — = (2 )!" (/((- Е )-' ' (10.8) ь При этом на основе уравнений (10 5) и (10 8) получаем для дифференциального усиления 8 (/) в зависимости от частоты излучения ( 2 8(2") = -", ٠— Е )'у'(/; - (ь)Ь( (!0.9) В отношении вероятностей заселения состояний принимается в большинстве случаев распределение Ферми (см.
уравнение (1.16) для электронов в зоне проводимости: (10.10) .(,— ехр ((ń— Р,)!/гТ~+1 и также в валентной зоне: 1 ехр '((Š— Г )д//ьТ1+1 (!0.11) При этом Е есть энергия электрона в зоне проводимости с эффективной массой т,, а Е, — энергия в валентной зоне с эффективной массой т, Из рис. 10.19 получаем для энергии фотонов Ь| йд/ ! ( ! 1 '1 йд/ г /1( = Е +(Е, — Е,) — (Е, — Е„) = Е + — ~ — + — ) = Е + —.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
