Главная  Усиленная люминесценция 

[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [ 21 ] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48]



S50 Ш BSO BIfB

B50 x,m

Рис. 3.10. Спектры люминесценции и генерации лазерного диода

на основе GaAs:

7 = 80К; / = 0,45 мм; ш = 0,32 мм; а -/ = 2А; в -/ = 3,2 А; в -/ = 3,3 А; г -/ = 3,5 А; д - 1 - 7 А (В. А. Самойлюкович, Г. И. Рявцев, 1974 г.)

сколько порядков больше максимума полосы люминесценции. Поэтому на рис. 3.10,8, где масштаб по оси ординат уменьшен во много раз по сравнению с масштабом рис. 3.10, а, б, контур полосы люминесценции сливается с осью абсцисс.

Когда плотность тока превышает порог в 1,1 раза, спектр генерации состоит уже из трех мод. В дальнейшем генерация становится многомодовой.

Основные причины многомодового характера генерации сводятся к следующему. Во-первых, каждая мода имеет присущие только ей пространственную неоднородность и стационарную локализацию в активной среде. Ни одна из мод не может снимать энергию со всей активной среды. Даже если какой-либо тип колебаний охватывает всю активную среду, внутри резонатора устанавливаются стоячие волны с узлами и пучностями. Участки активной среды, расположенные в узлах волны, практически не отдают своей энергии генерирующей моде. Уровень инверсной населенности таких участков с ростом накачки повышается. Поэтому создаются благоприятные условия для генерации других типов волн, пучности и узлы которых иначе локализованы в пространстве. В инжекционных лазерах часто генерируют отдельные

линии активной среды (см. рис. 3.3). Ясно, что в этом случае мода, генерирующая в одной нити, не может подавить генерацию мод в других нитях.

Во-вторых, генерирующая мода может хотя бы незначительно «прожечь дырку» в спектре усиления (см. рис. 1.1), так что коэффициент усиления для соседних в спектре мод станет больше, чем для генерирующей моды.

В-третьих, в силу ряда причин, рассматриваемых в гл. 4, процесс генерации во времени всегда носит пич-ковый характер. Даже в условиях непрерывной генерации в целом время генерации отдельной моды сравнительно невелико. Срыв генерации на одной моде способствует появлению генерации на других модах.

В §3.1 было показано, что после преодоления порога мощность люминесценции инжекционных лазеров продолжает расти с увеличением тока инжекции (см. рис. 3.2). Следовательно, не только одна мода, но даже все генерирующие моды в целом не могут полностью стабилизировать уровень инверсной населенности. Коэффициент усиления активной среды, хотя и значительно медленнее, чем до порога генерации, с увеличением накачки неуклонно продолжает расти, что неизбежно приводит к появлению новых генерирующих мод.

Если генерация возникла вначале на частоте vi, то для этой частоты /Cyc(vi) =/Cn(vi). Для всех остальных мод с частотами v, справедливо неравенство

«ус (у;)

Kn(v,)

(3.23)

Чем меньше отношение (3.23), тем труднее получить генерацию на второй моде, если первая мода уже генерирует.

В системах с дискретными уровнями энергии (газовые и твердотельные лазеры) коэффициент усиления является функцией от V с достаточно острым максимумом. Поэтому проще осуществить одномодовую генерацию в резонаторе с неселективными потерями, т. е. при /Cn(v) практически постоянном для всех частот в пределах полосы усиления.

В полупроводниковых лазерах и в лазерах на растворах сложных молекул коэффициент усиления выражается плавной функцией. Чтобы отношение (3.23) было значительно меньше единицы, необходимо использовать резо-



наторы с селективными потерями, т. е. искусственно увеличивать добротность для узкого интервала частот. Это достигается, например, нанесением на зеркала интерференционных отражающих покрытий. Коэффициент отражения таких покрытий на заданной частоте значительно больше, чем на соседних частотах.

Для получения одномодовой генерации широко применяются дифракционные решетки, которые используются в качестве одного из зеркал резонатора. При этом если постоянная решетка равна Ь, а нормаль к решетке расположена под углом 4 к оси резонатора, то будет генерировать мода, длина волны которой удовлетворяет условию

X = 2bsm. (3.24)

Путем изменения угла # легко осуществить плавную перестройку частоты генерации.

В лазерах с выносными зеркалами применяется также пространственн1>селекция мод, когда с помощью узких диафрагм ликвидируются боковые лепестки индикатрисы излучения.

Если специально не проводить селекции мод, то в инжекционных лазерах вторая мода часто появляется уже при возбуждающем токе, превышающем порог всего на 5...20%, в редких случаях одна мода генерирует до двукратного превышения порога. Лучшие результаты получаются в лазерах с малой (десятки микрон) шириной активной области, в пределах которой генерирует только одна нить (полосковые лазеры).

Путем уменьшения длины резонатора можно увеличить расстояние между модами АХ и создать более благоприятные условия для одномодовой генерации (см. формулу (1.68)). В лазерах на основе арсенида галлия с четырехсторонним резонатором, где достигается более равномерное распределение излучения в пределах активного слоя, уменьшение площади р - /г-перехода до 10~ см позволило получить одномодовую генерацию при десятикратном превышении порога генерации. В лазерах с большей длиной волны излучения одномо-довая генерация реализуется при еще большем числе порогов накачки.

НаименьиГая ширина линии излучения при одномодовой генерации определяется коэффициентом потерь резонатора, плотностью генерируемого излучения в резо-

наторе и флуктуациями фазы и амплитуды волны, т. е. степенью ее когерентности.

Как было показано ранее (см. рис. 2.8), с увеличением уровня инверсной населенности максимум коэффициента усиления смещается в спектре в сторону больших частот. Так как частота генерации обычно соответствует максимальному коэффициенту усиления, а порог генерации является функцией коэффициента потерь /Cn = /Cyc(v), то частоту генерации можно представить как функцию порога

Vr-vr(/n). (3.25)

Функция (3.25) и соответствующие ей графики называются спектрально-пороговой характеристикой лазера. Путем простого изменения неселективного коэффициента потерь удается изменить энергию генерирующих квантов на десятки миллиэлектронвольт.

Частота генерации полупроводниковых лазеров легко перестраивается не только с помощью селективных элементов, вводимых в резонатор, изменения коэффициента потерь в целом, но и путем всевозможных внешних воздействий на активную среду: гидростатического и одноосного давления, магнитного поля, изменения температуры и т. п. Смещение линии генерации происходит и при изменении концентрации легирующих примесей. Вариации концентраций компонентов тройных и четвер1Л1х соединений позволяют перекрыть лазерным излучением широкий диапазон частот (табл. 2).

Разработка технологии получения КРС открыла новые пути для улучшения спектральных характеристик излучения полупроводниковых лазеров. Прежде всего, путем уменьшения толщины слоев можно увеличивать эффективную ширину запрещенной зоны и уменьшать эффективную массу носителей (см. § 2.2). В результате спектры люминесценции и генерации перемещаются в коротковолновую область. Например, уменьшение толщины квантоворазмерного слоя с 11,5 до 7 нм в гете-ролазере на основе AIGaAs смещает максимум полосы люминесценции с 0,780 до 0,747 мкм, т. е. на 33 нм. Уменьшение эффективной массы носителей повышает уровень инверсной населенности (значение AF) и обеспечивает более высокий, чем в толстых слоях, коэффициент усиления при одной и той же плотности тока накачки. Это служит еще одной причиной (кроме малой толщины



активной области и высокой однородности слоев, см. § 2.3) низкого порога генерации в лазерах с КРС.

Далее, линия излучения лазеров с КРС стабильна в спектре и характеризуется чрезвычайно малой шириной (ДУг~кГц). Одномодовая генерация получена при многократном превышении накачки над порогом.

Угол расходимости лазерного луча. Часто подчеркивается острая направленность лазерного луча. При этом не учитывается, что малый угол расходимости не является неотъемлемым свойством генерируемого излучения. При многомодовой генерации телесный угол, в котором распространяется излучение, может быть достаточно большим. Лазеры с четырехсторонним резонатором генерируют практически во всех направлениях. Малым углом расходимости характеризуется, как правило, только одномодовый режим генерации или же совокупность аксиальных мод. К сожалению, такое ценное свойство отсутствует у инжекционных лазеров даже при одномо-

Таблица2. Длины волн генерируемого излучения полупроводннковых лазеров с накачкой током ннжекцни (/), светом быстрыми электронами (е), стримерными разрядами {Ж) н скрещенными электрическим и магнитным полями ±Ж)

Вещество

Xr, mkm

Накачка

Вещество

Накачка

0,32...0,33

5, e

AlGaAs

0,62...0,90

/. e

ZnCdS

0,33...0,49

AlGaAsP

0,62...0,90

0,36

AlGaSbAs

0,62... 1,77

0,37...0,40

S. e,

AlGalnP

0,62

ZnSe

0,46...0,47

5, e,.

GaPAs

0,63...0,90

i, e

ZnCdSe

0,48...0,52

ZnCdTe

0,65...0,82

0,49...0,52

S, e,

MnCdTe

0,66...0,67

CdSSe

0,50...0,69

5, e,

CdSe

0,69...0,75

5, e

CdHgS

0,50...4,10

CdSiAsa

0,77

ZnTe

0,53

5, e

CdTe

0,78...0,79

GalnP

0,58..,0,91

/ 5

GaAs

0,82...0,92

/, 5, e, «r

CdaPj

0,57

GaAsSb

0,85...1,60

Cd3(AsP)2

0.57...2,30

InGaAs

0,85...3,20

AlGalnP

0,58

0,89...0,95

i, 5,

CdSe

0,59...0,60

5, e,

InAsP

0,90... 3,20

GalnAsP

0,6...3,0

InSe

0,97

Продолжение табл. 2

Вещество

Xr, mkm

Накачка

Вещество

Xr, mkm

Накачка

CdSnP2

, 1,01

PbTe

4,01...6,45

AlGaSb

1,10...1,60

PbSSe

4,1...8,5

/, S, e

GalnPAs

1,2..,1,3

PbGeTe

4,1...6,5

GaSb

1,55... 1,77

1, S, e

/- e

AlGaSb

1,6...1,8

InSb

4,8...5,3

/, S, e

InaS

PbTe

i, e

GalnAsSb

1,65...2,20

SnPbTe

6,4...46

/, S, e

CdGa2S4

SnPbSe

6,4...46

/. e

2,47,..2,49

PbSe

/. e

CdPbS

2,5...4,3

SnTePbSe

23,2...46,2

InAs

3,0...3,2

i, 5, e

(PbSe)o,8(SnTe)o.2-

InAsSb

3,1...5,3

- PbSeo,32Teo,68

49,1

3,6..3,9

p-Ge

70...200

CdHeTe

3,8,,,4,1

довой генерации. Это связано с малыми размерами активного слоя.

Нижним пределом угла расходимости служит дифракционный угол, который обусловлен волновой природой света и не зависит от источника излучения. Например, при дифракции плоской волны на круглом отверстии диаметром d первое темное кольцо, соответствующее минимуму излучения и ограничивающее центральный луч, удовлетворяет условию л

5тдд=1.22 4-. (3-26)

где дд - угол, под которым виден из отверстия радиус первого кольца. Для малых значений угол расходимости центрального луча (на половине его интенсивности) приближенно равен (1 рад = 57,296°):

А#д=1,22>./рад = 69,9>./°- (3.27)

Для гелий-неонового газового лазера с ?i = 0,633 мкм и внутренним диаметром трубки 7 мм из (3.27) находим Ай = 0,38. Примерно таким же малым дифракционным углом расходимости характеризуется рубиновый лазер. Однако если у газовых лазеров, активная среда которых



[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [ 21 ] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35] [36] [37] [38] [39] [40] [41] [42] [43] [44] [45] [46] [47] [48]

0.0009