Крылов К.И., Прокопенко В.Т., Тарлыков В.А. Основы лазерной техники (1990) (1151950), страница 53
Текст из файла (страница 53)
Подставляя (8.12) в (8.11), получим (8.13) Левая часть в выражении (8,13) описывает успление волны за один проход, а правая часть — потери. Из (8.13) найдем значение порогового тока, достаточное для покрытия потерь: (8. 14) ! ! Слагаемое -~- [п — определяет потери на излучение. Коэффипиент отражения может быть выражен через коэффициент пропускания ч — 1 — р, и тогда разложение 1п [1/(1 — т) ! в ряд имеет вид (1/Е) 1п (1/р) — (1/Е) [п !1/(1 — т)! = (1/Е) [ — ( */2) + ("/3) — ("/4) +...
!. Пренебрегая членами высокого порядка по т, найдем (1/Е) 1п (1/р) ж т/Е. Тогда выражение (8.14) представим в виде (8.15) Формула (8.15) справедлива для приближенных расчетов. Так, для баАз прн Т = 0 К отбрасывание членов т' и более высокого порядка приводит к неточному подсчету порогового тока. Из формулы (8.15) также следует, что для уменьшения / необходимо уменьшить )3 и наиболее оптимальным условием будет Е! = Й. 2зз Зта условие практически удается осуществить на гетераструктурах, где имеет место одно- и даже двухстороннее ограничение оптического поля. Выходная мощность н эффективность лазерных дванов могут быть приблнженно оценены, если исходить нз следующих рассуждений, Рассмотрим потери внутри диода на небольшом расстоянии бг (рис. 8.12).
В первом приблнженнн мощность потерь равна Р ~ — Р (1 — е ч ьч! ж Р 11 — 1! Ье! — т!Р цг. Тогда поглощаемая мощность на длине Ь составит Рвот= ~ б~ аат=т(~Р Мощность генерации за один проход будет равна с Р „= ~ д Рч, = н — ~ Р г(х, Эффективность лазерного диода па генерируемой мощности будет д, — — (Р „— Р„,)/Р„,„= !м(6/О) — ~)!/(яЫ/Ь)). Полсгазлля значення из выражения (8.1!), лолучнм д„— (1/Ь) 1п (1/р)/(ц + (!/Ь) 1п (1/р) !.
(8.16) В данном выражении коэффициент потерь н определяет вну- тризонное поглощение н поглощение на свободных носителях, а также потери на дефектах кристаллической решетки, приводя- щие к рассеянию. Мощность на выходе лазерного диода можно определить по формуле Р,„, = д,Р„= д„!(!/е) 8 (ЬР7) Ит), где Р,„— мощность, генерируемая внутрн лазерного диода за олин проход; Ь, Ж", т — длина, ширина, частота генерации. Представляя значение а, нз (8.16), получим Р,„, = ((1/Ь) 1П (1/р)/(т! + (1/Ь) 1и (1/р)1! !(/д/е) (Ь)!Г) /гт!. (8.1У) В выражения (8.17) Р,, характернзует мощность излучения с обеих торцовых поверхностей лазерного диода.
Общая эффек- тивность лазерного днода па мощности определяется выраженнем Длол~ = Рвых/ зла = Д ((1/Ь) !П (1/Р)/!Ч + (1/Ь) )г1 (1/Р))! (8 16) Выраженне (6.18) справедливо для порогового н выше порого- вого режимов прн комнатной температуре. Для плотностей тока ниже порогового это выражение несправедливо. С повышением температуры имеет место увеличение т1, уменьшение д и Р„„,. Поэтому для уменьшения отрнцательного влняння нагрева р— 23Э и-перехода лазерные полупроводниковые диоды работают в импульсном режиме, при котором плотности тока в лазерном режиме составляют около 10' А~ем'. Но поскольку площадь диода приблизительно 10-' см', максимальный ток достигает 10 А. Гетеро- структурные лазеры позволяют, как отмечалось ранее, за счет ограничения оптического поля работать прн комнатной температуре при резком уменыпении тока накачки, Таким образом, в объеме полупроводника созданы высокие концентрации электронов и дырок.
Рекомбинация носителей происходит' в непосредственной близости от перехода с. последующим излучением. Чем большее количество носителей тока инжектнруется в область р — п-перехода, т. е. чем больше ток через переход, тем больше будет актов рекомбинации электронов и дырок и тем больше будет интенсивность излучения и коэффициент усиления полупроводника. Такому полупроводнику можно обеспечить положительную обратную связь, и в этом случае будет иметь место генерация. Положительная обратная связь у полупроводниковых лазеров обеспечивается парой отражающих зеркал, образующих интерферометр Фабри — Перо. У полупроводниковых лазеров отражающими зеркалами служат сколотые относительно определенной кристаллографической осн грани кристалла.
Коэффициент отражения граней достигает 30 — 35%, что является достаточным для обеспечения условия самовозбуждеиня. После достижения порогового тока через р — л-переход наблюдается излучение на нескольких модах, каждая из которых характеризуется значительной спек~ральной 1пирииой, составляющей около 25 МГц. С возрастанием тока через р — и-переход ширина спектра уменьшается и может составлять 150 кГц.
Ходовая структура излучения зависит от геометрии резонатора. Ввиду небольших его размеров расходимость излучения лазера определяется в общем случае дифракционным пределом 69 — 1,22Л/П, где Π— апертура резонатора. Для Л = 0,73 мкм н П 12 х х24 мкм расходимость составляет 5 и 2,5 в двух взаимно перпендикулярных направлениях. Разница частот между продольными модами значительно меныпе, чем следует из выражения для резонансных частот: игЛ/л = 2Т., где т — целое число; п — показатель преломлениям Л вЂ” длина оптического резонатора.
Этот эффект определяется зависимостью показателя преломления от частоты, Коэффициент усиления полупроводниковых лазеров может быть порядка 1000 при силе тока в несколько ампер. КПД полупроводниковых лазеров значительна выше, чем у гелий-неонового или рубинового. Особенно он высок у полупроводниковых лазеров, работающих при глубоком охлаждении. Типичный лазер на баАз может работать в импульсном зз4 Таблиаа ад Хараатеристили иолуироаолвваоамл лааероа Пучок ллекпвокоз Рве. я. $4. Слева лазера, иалатвааеиого злеетроввыи отелом или непрерывном режимах прв низких температурах или в импульсном режиме при комнатной температуре.
Некоторые характеристики полупроводниковых лазеров пряведены в табл. 8.1. Инверсия населенностя в р — и-переходе может быть достигнута также за счет бомбардировки быстрыми (до 1 МзВ) электронами полупроводников с прямыми переходами. Механизм создания инверсии населенности при бомбардировке полупроводника быстрыми электронами состоит в следующем. Пучок электронов в вакуумной камере направляется на кристалл полупроводника со сколотыми гранями (рис. 8.14).
В кристалле образуются электронно-дырочные пары, причем на образование одной пары тратится энергия, в 3 — 5 раз превышающая ширину запрещенной зоны в полупроводнике, поскольку значительная часть энергии быстрых электронов идет на взаимодействие с кристаллической решеткой полупроводника. Тем не менее, электрон с энергией 50 кэВ в ПаАз образует в среднем ! О' электронно-дырочных пар.
Таким образом, требуемый ток электронного пучка намного меньше тока, который должен проходить через р — п-переход. В кристалле образуется слой активного вещества с инверсной населенностью. Толщина этого слоя определяется энергией быстрых электронов и составляет несколько десятков микрометров, что на порядок выше, чем у инжекционных полупроводниковых лазеров. Этот факт приводит к тому, что у лазеров с накачкой быстрыми электронами импульсная мощность излучения значительно выше. После достижения порога генерации происходит лавинообразныи процесс рекомбинации образовавшихся электронно-дырочных пар с последующим излучением. Для снижения порога генерации полупроводниковые кристаллы охлаждают, Лазеры работают, как правило, в импульсном режиме, поскольку у пих слишком высокий порог генерации, который не удается практически обеспечить в непрерывном режиме.
В настоящее время получена генерация у полупроводниковых лазеров на основе С4Те, Сббе, СбЯ, Хп8, баВЬ, РЬЯе, лайз при 235 их бомбардировке быстрыми электронами. Длины волн излучения лежали в диапазоне от УФ-области до ближней ИК-области спектра. Охлаждение полупроводникового лазера до температуры жидкого азота ограничивает применение полупроводниковых лазеров с накачкой быстрыми электронами, Кроме того, бомбардировка полупроводникового кристалла быстрыми электронами вызывает рентгеновское излучение, которое требует специальной защиты.
Защита вместе с громоздкой криогенной системой значительно увеличивает габаритные размеры и массу лазера. Из-за этих причин лазеры находят ограниченное применение в практике. Электроны высоких энергий не проникают глубоко в полупроводник. Большинство электронно-дырочных пар, формирующих слой инверсной населенности, возникает на глубине в несколько микрометров от бомбардируемой поверхности. Так, при энергии электронного потока в 50 кэВ толщина слоя с инверсной населенностью составляет в баАз около 4 мкм. В отличие от инжекциониых лазеров и лазеров с электронной накачкой еще имеются полупроводниковые лазеры с туннельной инжекцией. Зти лазеры накачиваются током электронов нли дырок, которые достигают активной области путем туннелирования через энергетический барьер.
Указанные лазеры пока еще не приобрели большок известности из-за технологических трудностей их изготовления с приемлемой плотностью накачки, Злп ЛАЗЕРЫ НА ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ В предыдуших параграфах отмечалось, что обычные лазерные фотодиоды имеют большое значение порогового тока. Зто объясняется несколькимн причинами, и прежде всего тем, что генерируемая в окрестности р — и-перехода световая волна распространяется ие только в активной области, ио и за ее пределами, где ие выполняются условия инверсности населенности. Еще одной причиной является то, что часть инжектируемых электронов, обладая большой длиной свободного пробега, проскакивает активную часть Р— и-перехода и не участвуег в образовании электроннодырочных пар.
Для того чтобы устранить отмеченные выше недостатки и повысить эффективность работы лазерных диодов, необходимо ограничить зону распространения генерируемого света и инжектируемых электронов и обеспечить условия, чтобы этн процессы протекали только в активной области. Желаемые свойства оптического ограничения могут быть получены иа гетеропереходных структурах. Самым простым из них является лазер с одинарным гетеропереходом 1ОГ), представленный на рис. 8.15, а. Излучающий р — и-переход образуется между ОаАз и Оап „,А1лАз посредством специальной технологической обработки.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
