ПРИНЦИПЫ ЛАЗЕРОВ

ЛАЗЕРЫ С РАСПРЕДЕЛЕННОЙ ОБРАТНОЙ СВЯЗЬЮ И ЛАЗЕРЫ С РАСПРЕДЕЛЕННЫМ БРЭГГОВСКИМ ОТРАЖЕНИЕМ

Лазер с распределенной обратной связью (РОС-лазер) состоит из актив­ной среды, в которой в одном из внешних слоев, образующем часть гетерост­руктуры, выполнена структура с периодически изменяющейся толщиной (структура с гофрированной поверхностью) [47]. Схематичный пример РОС - лазера, работающего на длине волны 1550 нм, приведен на рис. 9.29а, где активный слой из материала InGaAsP (>. = 1550 нм) расположен между дву­мя внешними слоями из InGaAsP (к = 1300 нм), причем один из слоев выпол­нен в виде гофрированной структуры. Поскольку показатель преломления InGaAsP внешних слоев оказывается больше, чем показатель преломления InP слоев р- и п-типа, электрическое поле генерирующей моды будет «ви­деть» эффективный показатель преломления neff(z) = (п(х, г))х, который за­висит от продольной координаты г. В предыдущем выражении запись ( )х означает пространственное усреднение (с соответствующим весовым коэф­фициентом) по координате х, перпендикулярной переходу, причем вес оп­ределяется поперечным распределением интенсивности пучка U(x)2 (см. также выражение (9.4.5)). Теперь предположим, что nef^z) является перио­дической функцией координаты 2, т. е.

Neff(z) = п0 + пг sin [(2nz/A) + ф], (9.4.16)

Где А — пространственный период гофрированной структуры (см. рис. 9.29а). Согласно теории Брэгга о рассеянии света на периодических структурах, пря­мой и обратный пучки РОС-лазера будут эффективно согласовываться друг с другом (т. е. складываться в фазе), если длина волны излучения в свободном пространстве будет удовлетворять условию:

K = kB = 2(neff) А, (9.4.17)

Где (neff) — некоторое усредненное по координате z значение функции neff(см. ни­же). Чтобы пояснить смысл вышеприведенного выражения, предположим,

Для простоты, что пе^г) является периодической прямоугольной функцией с периодом Л. В этом случае структура на рис. 9.29а эквивалентна периоди­ческой последовательности слоев с высоким и низким показателем прелом­ления, причем толщина каждого слоя равна Л/2. Этот случай напоминает периодическую структуру в многослойных диэлектрических зеркалах (см. раздел 4.4), и можно ожидать, что отражение с усилением волны произойдет при выполнении равенства ((пеГГ)А/2) = Х/4. Тогда выражение (9.4.17) озна­чает, что для заданного периода Л существует только одна длина волны из­лучения, другими словами, только одна единственная мода удовлетворяет условию Брэгга. Таким образом, можно ожидать, что в генерации будет уча­ствовать только одна единственная мода (при выполнении соответствующе­го порогового условия для возникновения этой генерации).

Эти простые рассуждения очень схематичны, и более глубокое понима­ние поведения РОС-лазера требовало бы детального аналитического рассмот­рения. Для проведения такого анализа предположим, что противоположно распространяющиеся волны будут «видеть» эффективный коэффициент уси­ления, распределение которого определяется активной средой, и будут со­гласованы с периодическим изменением диэлектрической проницаемости, т. е. показателя преломления. Также предположим, что имеются конечные значения гх и г2, характеризующие отражения электромагнитной волны от двух граней. Подробное описание данного анализа можно найти в работах [47, 48]. В рамках данного раздела будут приведены лишь несколько важ­ных результатов.

Сначала рассмотрим довольно специфический график, изображенный на рис. 9.30а для простого случая гг = г2 = 0. На этом рисунке приводится зави-

Симость пропускания Т по интенсивности, например Т = |2£Д0,10/ЕДО, 0)|2 для прямого пучка, от величины нормированной отстройки ЪЬ = (Р - РВ)Ь. В приведенном выражении Е^х, г) представляет собой распределение элек­трического поля прямого пучка, Ь — длина резонатора, р = 2пп0/Х и рв = п/А. График, показанный на рисунке, получен для значения кЬ = 2 нормирован­ного коэффициента связи к (к = 2ПЩ/Х) и для нескольких значений эффек­тивного коэффициента усиления (ё)Ь [49]. Из рис. 9.30а видно, что мини­мальное пропускание действительно имеет место при точном резонансе (т. е. когда 8 = 0), тогда как некоторые максимумы пропускания, т. е. некоторые из имеющихся мод, расположены симметрично по обеим сторонам от точно­го резонанса. Причину существования, например, первого и двух наиболее сильных резонансов можно понять с помощью рис. 9.31а, где представлены продольный профиль изменения показателя преломления, а также профиль стоячей волны для двух мод и соответствующие резонансные длины волн [49]. Нетрудно видеть, что мода, обозначенная как +1, подвергается влиянию эф­фективного, т. е. продольно усредненного, показателя преломления (п^)г9 который несколько меньше эффективного показателя преломления (пе^~ моды -1. В обоих предыдущих выражениях пространственное усреднение () теперь проводится по продольному распределению интенсивности моды ре­зонатора. Согласно обобщенному условию Брэгга (см. выражение (9.4.17)), резонансные длины волн моды +1 и моды -1 будут соответственно немного меньше и немного больше резонансного значения Хв = 2п0А.

Симметричная картина мод лазера с распределенной обратной связью, изображенная на рис. 9.30а, очевидно нежелательна.

Рассмотрено несколько способов для того, чтобы обеспечить преоблада­ние только одной моды. Обычно это достигается путем изготовления асиммет­ричного устройства с различными коэффициентами отражения гх и г2 торце­вых зеркал. Тем не менее, наилучшим решением представляется так называе­мый РОС-лазер со сдвигом на Х/4 [50]. В этом случае гофрированная структура внутреннего слоя сдвигается на величину А/4 в центре активного слоя (т. е. при 2 = Ь/2, см. рис. 9.296). Для этого случая на рис. 9.30б приведены гра­фики зависимости пропускания Т от нормированной отстройки 6Ь для раз­личных значений усиления (ё)Ь и для заданного значения нормированного

Коэффициента связи кЬ (кЬ = 2). Из рисунка видно, что теперь имеет место максимальное пропускание в точном брэгговском резонансе X = Хв. Имею­щееся различие в пропускании для этой моды и двух соседних мод, т. е. се­лекция моды, в этом случае выше, чем в случае равномерной решетки (см. рис. 9.30а). Причину существования только одной моды с низкими потеря­ми можно объяснить с помощью рис. 9.316, откуда видно, что благодаря чет­вертьволновому сдвигу в гофрированной структуре эффективное значение показателя преломления пеГГ = (п)х также имеет некоторый сдвиг (в продоль­ном направлении) (см. рис. 9.316). На рисунке также показан профиль стоя­чей волны для моды с наименьшими потерями, при этом пространственно - усредненное (по продольной координате) значение эффективного показате­ля преломления {Пф) в данном случае равно п0. Теперь резонансным условием будет являться равенство (Х/2п0) = Л, и длина волны X этой моды будет сов­падать с брэгговской длиной волны Хв = 2п0А.

Изготовление приборов с равномерной решеткой и, даже более того, РОС - лазеров со сдвигом Х/4 представляется весьма непростой технологической задачей. Период решетки А должен иметь субмикронный размер (например, для 1пОаАзР лазера с длиной волны 1550 нм имеем (neff) = 3,4 и из выраже­ния (9.4.17) получаем А = 0,23 мкм). Поэтому достаточно сложно изготовить решетку с таким маленьким периодом, который, кроме всего прочего, дол­жен быть равномерным по всей длине решетки, а также должен оставаться неизменным при переходе от одной решетки к другой.

Помимо РОС-лазеров для обеспечения одномодовой генерации иногда используют структуру, представленную на рис. 9.32. На этом рисунке пока­заны две крайние части резонатора, выполненные в виде пассивных секций, в которых при подходящем гофрировании соответствующего слоя эффек­тивный показатель преломления будет промодулирован с периодом А в про­дольном направлении. В этом случае отражающая способность двух торце­вых секций будет обусловлена интерференцией, которая возникает в этих областях при выполнении условия Брэгга. Эффект, имеющий здесь место, напоминает ситуацию с четвертьволновыми (Х/4) многослойными диэлек­трическими зеркалами, и максимум отражения в этом случае, по всей види­мости, будет возникать на длине волны X = 2{neff)А. По сравнению с РОС - лазерами, лазеры с распределенным брэгговским отражением (РБО-лазеры) обладают тем преимуществом, что решетка в них изготавливается в области, отделенной от активного слоя. Это приводит к некоторым улучшениям в плане технологичности изготовления таких лазеров, и делает РБО-структу - ру более подходящей для интеграции с другими приборами, такими как мо­дули для подстройки частоты и для модуляции излучения. Тем не менее,

Р-тип
РБО- Структура I	Рис. 9.32 Схематическое представление полупроводникового лазера с распределенным брэгговским отражением (РБО-лазер)
П-тип
К Возбуждаемая область

Селективность по длинам волн в РБО-лазере оказывается хуже, чем в РОС - лазере из-за наличия многих продольных мод в резонаторе Фабри-Перо, чис­ло которых определяется длиной активной области. На самом деле, из-за малой длины активной области, как правило, только одна мода попадает в полосу высокого отражения РБО структуры. Однако температурные измене­ния могут привести к перескоку между смежными модами, и в этой связи РБО-ла^еры используются гораздо реже, чем лазеры с распределенной об­ратной связью.