Крылов К.И., Прокопенко В.Т., Тарлыков В.А. Основы лазерной техники (1990) (1151950), страница 52
Текст из файла (страница 52)
Используя выражения (8.5) — (8.9), получаем (1д гр !) г рй я= Ы, (,з-,-"~ ' С учетом выражений (8.4) для функций Ферми имеем ьм — ь р'1 где Ат = Е, — Е„= Е„есть энергия фотона; АР =- Є— Рр— расстояние между квазйуровнями Ферми. Из выражения (8.9) следует, что для получения отрицательного поглощения х р 0 необходимо выполнить неравенство )„+ + ( > 1, что возможно лишь при условии Є— Рр э.
Е, =- Е, — Е,. (8.! О) Наряду с рассмотренной здесь оптической накачкой состояние с инверсной плотностью населенности в полупроводниках может создаваться н другими способами. Широко используемыми на практике способами являются: 1) возбуждение за счет инжекции неосновных носителей заряда через р — и-переход; 2) возбуждение электронным лучом; 3) возбуждение в сильном электрическом поле.
Во всех этих случаях критерием реализации состояния с инверсной плотностью населенности остается условие (8.10). 8.З. ЛАЗЕРЫ НА ГОМОСТРУКТУРАХ Наиболее легко н эффективно инверсия населенности достигается в р — п-переходах за счет инжекции электронов. Известно, что в снльнолегированных (вырожденных) полупроводниках, когда одному и тому же значению энергии соответствуют различные электронные или дырочные состояния, в р- и п-областях уровни Ферми находятся в пределах разрешенных 22В Рис. 3.11. Диаграмиа евер«в«пиесках уровнея полупроводников а- и р-типов алектропроводностидлятернодинаническо«о равновесия 1а) и аольпгого пРЯиого сне«Денна еягсн(о) Рнс. З.1З. Структура лавериого диода на р — и-переходе зон и при тепловом равновесниэти уровни для электронов и дырок совпадают (рнс. 8 11, а). В области р — и-перехода образуется потенциальный барьер, не позволяющий переходить основным носителям из зоны в зону.
Если же к переходу пркложнть напряжение У в прямом направлении, то потенциальный барьер в области р — л.перехода уменьщается на значение энергия, соответствующей этому напряжению. Как правило, это напряжение оказывается прнложенным к переходу, вследствие чего равновесие носителей тока нарушается. Если прн тепловом равновесии распределение электронов и дырок можно было описать с помощью квазнуровня Ферми, то прн наличии приложенного электрического поля заполнение состояний нужно рассматривать отдельно для зоны проводимости и отдельно для валснтной зоны. При включении прямого смещения возникает диффузионный поток электронов через р — п-переход, который стремится поднять квази- уровень Ферми г'„для электронов в р-области до его уровня в и-области. Инжектнрованные электроны после диффундирования на небольшое расстояние, определяемое диффузионной дли-.
ной, рекомбиннруют с дырками; в результате вознидает стационарное состояние, при котором скорость рекомбинации электронов в точности сбалансирована скоростью их инжекцни. Соверщенно аналогичны рассуждения н для дырок в валентной зоне, Пря наличии стационарного состояния положение квазиуровяей Фермк для двух типов носителей в области перехода меняется (рис.
8.11, б). Основные носители вытягиваются нз контакта, чтобы обеспечить условие нейтральности. В настоящее время гомоструктурные лазерь1 (лазерные диоды) в основном изготовляют иа ОаАз или Оа„„А!„Аз. Структура лазерного диода на р — л-переходе представлена на рис. 8,12. Обычно 229 , -Ю ~ока р — п-переход формируется путем зпитакснального выращивания слоя р-типа на подложке л-типа. Влек. трнческий ток является источником -г энергии иакачкп, необходимой для создания инверсии населенности в 1 активной зоне, примыкающей к р— л-переходу. Лве параллельные торцовые поверхности изготавливаются путем скола по кристаллографичеа„ д"„, ~ У ской оси для работы и качестве у — сронуреиае: у —. внлучнровав- зеркал резонатора и создания положительной оптической обратной связи, необходимой для генерации излучения. В силу большого показателя преломления полупроводникового материала коэффициент отражения от граней составляет ЗР— 35'М .
Боковые грани лазерного кристалла имеют неровности, для того чтобы подавить поперечное нежелательное распространение света. К основным параметрам, характеризующим лазерный диод, относятся спектр частот излучения (оптические моды), пороговый ток, выходная мощность излучения и эффективность работы.
Когда ток проходит через лазерный диод, то свет генерируется за счет инверсии населенности посредством спонтанного и стимулированного излучений. Вследствие отражения от торцов свет многократно проходит через активную область и преимущественно усиливается стимулированным излучением. Внутри лазерного диода устанавливается стоячая волна с целым числом полуволн между торцовыми поверхностями. Молевое число ул задается числом полуволн где Š— расстояние между торцами; и — показатель преломления; Х, — длина волны излучения в вакууме. Медовое разделение можно установить, взяв производную дул/3А,.
Тогда д~/<йе -- — 2Е~Я + (2ЫХ,НЙ~~Й4. Ф При йп = — 1, что соответствует потере одной полуволны в резонаторе, получим выражение для медового разделения.' и"р = ~4/РЕ 1п — хз(бпдИр4~. Спектр излучения лазерного диода представлен на рис. 8.13. Обычно существуют несколько продольных мод, имеющих длины волн вблизи пика спонтанной эмиссии. Молевое разделение для полупроводникового лазера на основе Оад» составляет пХ, ж ж 0,3 нм. Для того чтобы лазер работал в одномодовом режиме, необходимо каким-либо способом подавить нежелательные боковые моды.
оставив основную центральную. ззо Лазерный диод не сразу начинает излучать при приложении к нему напряжения от внешнего источника. При малом токе имеет место спонтанное излучение (рис. 8.13) с шириной спектра излучения в несколько сотых микрометра, По мере нарастания тока накачки в области Р— а-перехода создается высокая степень инверсии населенности и излучается больше света. Отдельные фотоны многократно проходят строго в плоскости Р— и-перехода и перпендикулярно к торцам диода усиливаются.
С возрастанием тока накачки испускаемое диодом излучение существенно сужается одновременно по ширине спектра и по пространственной расходимости. Когда возникает индуцированное излучение, интенсивяость излучения увеличивается за счет образования большого количества электронно-дырочных пар в единицу времени. Спонтанное излучение подавляется вследствие того, что образовавшиеся первоначально фотоны повторяют себя при прохождении через активную область, Излучение лазерного дпода, полученное при плотностях тока выше порогового, является когерентным.
При этом форма кривой спектрального распределения резко изменяется ат широкой кривой распределения спонтанной эмиссии 1 к кривой с несколькими узкими модами 2 (рис. 8.13). Значение порогового тока в зависимости от природы материала и геометрических параметров можно получить из следующих рассуждений. Пусть в области Р— п-перехода существует сзетоязлучающий слой толщиной О, который больше толщины д слоя с инверсной населенностью.
Так, в лазерном диоде из баАз Ы ж яз 1 мкм. 0 ж 10 мкм. Тогда можно положить, что из всех существующих электронно-дырочных пар только часть д/О остается в активной области и может участвовать в индуцированном излучении. Положим, что световая волна распространяется в кристалле н на каждую торцовую поверхность падает световой поток мощностью Р„а коэффициент отражения торца р. При наличии лазерного излучения произведение рР, экспаненциально увеличивается в зависимости от длины активной зоны /.
Существующие потери световой волны значительно перекрываются лазерным усилением за счет индуцированного излучения. Каждый торец диода излучает свет мощностью Р,„,/2 .= (1 — р) Р,. Если (см ') коэффициент потерь для волны при ее распространении в кристалле, а и (см ') — коэффициент усиления, то мощность в зависимости от пройденного волной расстояния вдоль активной области будет Р рР,ехр (я (д//)) — и) г.
Усиление волны происходит только в области с инверсной на- селенностью, поэтому величину я необходимо умножить на б/О, в то время как потери имеют место по всему объему н поэтому 23! коэффициент и ие имеет такого множителя. Тогда при прохождении полем кристалла длиной Е будем иметь: Р, = рР, ехр [«(г[/Г!) — и [ Е; 1п (1/р) = [«(ЩО) —.
и ! Е. Таким образом, условие лазерного излучения имеет внд (й/Е!) = т[ + (!/Е) [п (1/р) (8.11) Коэффициент усиления «связан с плотностью ннжектироваиного тока. Выражение для величины «будет « — йЦ//(8иеп"-
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
