ПРИНЦИПЫ ЛАЗЕРОВ

ЛАЗЕРНЫЕ ПРИБОРЫ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ

Лазеры на двойном гетеропереходе, а также лазеры на квантовых ямах весьма часто используются в конфигурации с так называемой полосковой геометрией (рис. 9.26), где активная среда (на рисунке представлена как за­штрихованная область) может быть либо двойной гетероструктурой, либо структурой с раздельным ограничением и с одиночными или множественны­ми квантовыми ямами. Из обоих рисунков можно видеть, что создание под­ходящего изолирующего оксидного слоя приводит к тому, что электриче­ский ток, протекающий от положительного электрода, ограничивается в уз­кой полоске шириной 8 (в = 3-10 мкм). По сравнению с устройствами на широких переходах (см. рис. 9.20) рассмотренное устройство с полосковой геометрией имеет в качестве преимущества значительно меньшую площадь перехода Л (А = Ьв, где Ь — длина полупроводника), через который протека­ет ток. Таким образом, для заданной плотности токае/ требуемый полный ток I = JA соответственно оказывается меньше. Кроме того, поскольку ши­рина области усиления в плоскости перехода приблизительно равна ширине 8, этот механизм можно использовать для ограничения поперечного размера пучка в направлении, параллельном переходу. Соответствующее устройство называется лазером на активной волноводной структуре, т. е. сформирован­ной путем распределения усиления (см. рис. 9.26а). Если сделать ширину в достаточно малой (в < 10 мкм), то ограничение усиления приведет к тому, что пучок ограничится основной поперечной модой в направлении, параллельном переходу. С другой стороны, в направлении, перпендикулярном переходу, пу­чок также ограничится основной поперечной модой, но уже за счет распреде­ления показателя преломления в двойной волноводной гетероструктуре (см. рис. 9.22) или в структуре с раздельным ограничением (см. рис. 9.24). Таким образом, выходной пучок будет состоять из одной поперечной моды с эллип­тическим профилем сечения пучка (размер -1x5 мкм). Недостатком актив­ной волноводной структуры (рис. 9.26а) является то, что невозбужденные области активного слоя очень сильно поглощают излучение, и ограничение пучка в этих областях неизбежно приводит к дополнительным потерям.

Металлический контакт (+) Оксид

(заглубленный (внутренний) слой)) Р-О а1_аА1лА8 (запирающий слой)

—

Лучшим решением в этом случае было бы обеспечить боковое ограничение за счет распределения показателя преломления в плоскости перехода (лазеры на пассивной волноводной структуре с распределенным показателем пре­ломления). В качестве возможного решения можно окружить активный слой полупроводниковыми материалами с более низким показателем преломле­ния, как например в лазерах со скрытой гетероструктурой (рис. 9.266). Пре­имуществом лазера с пассивной волноводной структурой является то, что лазерный пучок в этом случае испытывает меньшее поглощение в боковых ограничивающих средах. В действительности, пассивные волноводные струк­туры с распределенным показателем преломления (например, скрытые или гребенчатые волноводные структуры) представляются сейчас наиболее пер­спективными для серийно выпускаемых устройств.

Теперь можно рассмотреть некоторые свойства выходного пучка, а имен­но: выходную мощность, расходимость пучка и его спектральный состав. На рис. 9.27 представлен график зависимости выходной мощности от электри­ческого тока при двух значениях температуры для ДГ-GaAs лазера на волно­водной структуре. Следует отметить, что снижение порогового тока Ith до значений 100 мА и ниже при комнатной температуре стало возможным в результате использования структур с полосковой геометрией. На сегодняш­ний день достигнуты еще меньшие пороговые токи (-15 мА) благодаря ис­пользованию ДГ-GaAs лазеров на активной и пассивной волноводных струк­турах. Рекордно малые значения порогового тока (-1 мА) реализованы с по­мощью одиночных квантовых ям. (Действительно, полагая Jth = 200 А/см2, (см. пример 9.2), s = 4 мкм и L = 150 мкм, можно получить Ith = 1,2 мА.) Из рис. 9.27 также видно, что величина Ith резко возрастает с ростом температу­ры. Эмпирическим путем было показано, что для большинства лазерных диодов эта зависимость подчиняется закону Ith ос ехр (Т/Т0), где Т0 — харак­терная температура, зависящая от парамет­ров того или иного лазерного диода, и зна­чение которой является мерой качества дио­да. Действительно, отношение пороговых значений для двух различных температур, отличающихся на величину АТ, задается вы­ражением (Цк /I”h) = ехр(ДТ/Т0). Таким об­разом, чем больше параметр Т0, тем в мень­шей степени величина Ith чувствительна к температуре. Для случая, изображенного на рис. 9.27, можно оценить, что Т0 = 91 К. Как правило, в ДГ-GaAs лазерах величи­на Т0 лежит в диапазоне 100-200 К, при­чем для GaAs лазеров на квантовых ямах этот параметр оказывается несколько боль­ше (> 270 К). Таким образом, улучшение в плане температурных характеристик лазе­ров на квантоворазмерных структурах яв­ляется еще одним преимуществом таких
устройств и ведет к более слабой зависимости энергии квазиуровней Ферми и соответственно зависимости дифференциального усиления от темпера­туры (для сравнения, рис. 3.25 и рис. 3.15). Характерная температура в ДГ-лазерах на 1пОаАвР/1пР-структурах оказывается значительно меньше, чем значения, рассмотренные выше (50 К < Т0 <70 К), вероятно из-за рез­кого увеличения скорости безызлучательной релаксации (вследствие Оже- рекомбинации) в таких более узкозонных материалах (см. раздел 3.2.6). Следует отметить, что выходная мощность (см. рис. 9.27) ограничена свер­ху значением -10 мВт. Более высокие выходные мощности (обычно более 50 мВт) могут привести к тому, что интенсивность пучка станет достаточно высокой и сможет превысить порог разрушения поверхности полупроводни­ка. Окончательно отметим, что дифференциальный КПД лазера задается вы­ражением г)^ = <2Р/У<2/, где V — приложенное напряжение. Выбирая V = 1,8 В, получаем г)з = 40%. В действительности были получены более высокие значе­ния дифференциального КПД (вплоть до 60%). Таким образом, в настоящий момент полупроводниковые лазеры являются наиболее эффективными из всех известных типов лазеров.

Пример 9.3. Выходная мощность и внешняя квантовая эффектив­ность полупроводниковых лазеров. Чтобы рассчитать выходную мощность, отметим вначале, что в стационарных условиях величину мощности выну­жденного излучения можно записать в виде: Ре = (1 - 1*л)г|£Лу/е, где г]* — внутренняя квантовая эффективность, введенная в разделе 9.4.3, и V — частота испускаемого излучения. Часть этой мощности тратится на внут­ренние потери (вследствие рассеяния, а также из-за потерь во внешних слоях), а часть мощности выходит через торцевые зеркала. Таким образом, мощность пучка можно выразить следующим образом:

(9.4.14)

Где і? — коэффициент отражения зеркал, а — коэффициент внутренних потерь и Ь — длина резонатора. Теперь можно определить внешнюю кван­товую эффективность гех как отношение приращения количества испус­каемых фотонов к соответствующему приращению инжектированных но­сителей зарядов, т. е. гех = (і(Р/Іі)/(і(І/е). Тогда из выражения (9.4.14) по­лучаем:

(9.4.15)

Отсюда видно, что величина гех растет с уменьшением длины резонато­ра. Следует также отметить, что согласно определенным величинам соот­ношение между внешней квантовой эффективностью и дифференциаль­ным КПД записывается в виде хех = х3(еУ/Н').

Что касается расходимости выходного излучения, отметим, что из-за ма­лых размеров пучка (-1 мкм) в направлении, перпендикулярном переходу, выходной пучок в этой плоскости будет всегда дифракционно-ограниченным.

Более того, как уже отмечалось выше, если ширина полоски в гетерострук­туре оказывается меньше некоторого критического значения (-10 мкм), то пучок будет дифракционно-ограниченным и в плоскости, параллельной пе­реходу. Теперь положим размеры пучка равными й± и <2ц (полная ширина на уровне 1/е поля) по обоим направлениям, и предположим, что распределе­ние поля имеет гауссов профиль в обоих поперечных направлениях. Соглас­но выражению (4.7.19), расходимость пучка в плоскости, параллельной пе­реходу (0ц), и в плоскости, перпендикулярной переходу (0^, задается соот­ветствующими выражениями 0ц = 2'к/к(1\ и 0± = 2Х/пй±. Для выходного луча с эллиптическим поперечным сечением (например, 1x5 мкм) расходимость в плоскости, перпендикулярной переходу, будет больше, чем расходимость в плоскости, параллельной переходу. Далее, уже на расстоянии нескольких десятков микрометров от выходного торца полупроводника (см. рис. 6.9а) эллиптичность пучка поворачивается на 90°. Как уже было показано в разде­ле 6.3.2.1, для компенсации астигматизма пучка можно разработать специ­альные оптические системы.

На рис. 9.28 представлен типичный спектр излучения диодного лазера, в котором оптическая обратная связь обеспечивается за счет отражения на торцевых зеркалах. Равноудаленные пики на графике соответствуют раз­личным продольным модам резонатора Фабри-Перо. Из этого рисунка мож­но сделать два вывода:

1. Относительная спектральная ширина линии Ау^/у достаточно мала (-1,1 • 10_3), что доказывает утверждение, согласно выражению (9.4.1), о том, что частота излучения приблизительно равна величине Её/к.

2. Абсолютное значение ширины линии Ауь = 400 ГГц (см. рис. 9.28) ока­зывается достаточно большим, что является серьезной проблемой в устрой­ствах оптической связи вследствие хроматической дисперсии оптического волокна (особенно вблизи длины волны А, = 1550 нм). Чтобы обеспечить мно­го меньшую ширину линии желательно использовать лазер с распределен­ной обратной связью или лазер с распределенным брэгговским отражением. Эти лазеры будут кратко рассмотрены в следующем разделе.