Рис. 4.3. Переходный процесс установления стационарного режима генерации при /7;"= 1,5, Кп =

= 10

хю"

п„ = 2,44Х

, (7„=1,47Х Х10 СМ-

С ростом / пульсации излучения затухают быстрее. Условие четких пульсаций oi)kT> 2л оказывается более жестким, чем (4.22), так как необходимо выполнение неравенства

/.-/о>2(4л2+1)(/п-/о). (4.25)

Интервал четких пульсаций соответствует приближенно условию

4лЧ1 (/п-/о)

]т - ]0

2(/ + 4л/o)

-/о. (4.26)

Колебания населенности и пульсации излучения имеют один и тот же период, но они сдвинуты по фазе относительно друг друга на величину Л = л/2 + фо = = л/2-l-arctg Шкт, которая зависит от тока и вблизи / = 2/п -/о составляет практически А.л/2.

Машинный расчет системы Нелинейных уравнений (4.17) и (4.18) показывает, что колебания населенности в начальные моменты времени носят пилообразный характер, первые пички излучения по интенсивности в несколько раз превосходят его стационарное значение и имеют длительности порядка 100 пс, время формирования начального пичка излучения составляет около 1 не, а расстояние между соседними пичками уменьшается со временем до периода, равного 2л/шк (рис. 4.3). В качестве исходных данных брались параметры при температуре жидкого азота, характерные для лазерных диодов на основе GaAs, /o = 500A/cм, p = 2•10" см/А, Л/=10"* cм- A/тlл=10- cmVc Ug = 8,5•10 см/с, затравочное число квантов равнялось 10 см , Ь = 4цц,е(1АЫ=[0- см2/А.

Как видно, стационарный режим генерации устанавливается практически в течение 7 не после начала импульса тока. На переходном участке частота пульсаций излучения возрастает с увеличением / и /Сп в качественном согласии с опытом. Если длительность импульса накачки больше времени релаксации, то для интерпретации экспериментальных данных по импульсной генерации можно пользоваться результатами стационарной теории.

Для периода колебаний генерируемого излучения в переходном режиме получила известность формула

Шк V /п - 1

(4.27)

где Тф - время жизни фотонов в резонаторе; М - величина, слабо зависящая от то, Тф и порогового тока /„.

В частном случае, когда /о = 0, на основании (4.22) можно получить (4.27). Для этого необходимо пренебречь вторым слагаемым под знаком корня в (4.22), положить /о = 0 и учесть, что то = г\л/AN, а фr=KпVg.

Зависимость 7к~ ( /п-1) качественно под-

тверждается на опыте. Для лазера с двойным гетеропереходом получено 7к=1 не вблизи порога и 7к = 0,2 не

при / = 3/п.

§ 4.2. ГЕНЕРАЦИЯ НАНО- И ПИКОСЕКУИДНЫХ ИМПУЛЬСОВ ИЗЛУЧЕНИЯ

Сокращение длительности импульсов генерации путем модуляции добротности резонатора. Режим свободной генерации получается, когда резонатор настраивается заранее и его коэффициент потерь остается примерно постоянным в процессе генерации. Чтобы сократить длительность импульса генерации, создаются резонаторы с переменным во времени коэффициентом потерь или, как говорят, модулированной добротностью. В твердотельных лазерах путем модуляции добротности получают один мощный импульс или серию импульсов, длительность которых в зависимости от параметров резонатора, активной среды, модулирующего элемента и интенсивности накачки варьируется от единиц до десятков и сотен наносекунд.

Рис. 4.4. Зависимость частоты повторения (Ок и длительности импульсов генерации Д/г (а) разрезного диода (б) от /i при /2 = 8 А

Как отмечалось выше, в полупроводниковых лазерах обнаружена внутренняя модуляция добротности, приводящая к увеличению времени задержки и сокращению длительности импульса. Кроме того, получена генерация сверхкоротких импульсов в инжекционных лазерах и лазерах с электронной накачкой при неоднородном возбуждении активной среды.

Неоднородное возбуждение активного слоя легче всего создать в разрезных диодах (рис. 4.4), у которых на контактной поверхности сделана канавка, параллельная зеркалам резонатора. Две части диода оказываются электрически изолированными друг от друга. Степень возбуждения одной части определяется током /1, а второй части - током /2. В то же время общий плоский р - п-переход обеспечивает надежную оптическую связь между частями диода, разделенными канавкой.

В работе Ю. А. Дрожбина и др. (1967 г.) обе части диода возбуждались независимыми генераторами тока. Амплитуды импульсов тока плавно изменялись от О до 60 А. При определенных значениях амплитуд токов /2 и /], в несколько раз превышающих /2, в течение всей длительности тока AtlO мкс наблюдалась генерация регулярных импульсов излучения длительностью порядка 1 не и частотой повторения более 1 Гц. С увеличением тока /i при постоянном /2 значение Шк увеличивалось, а длительность импульса Atr уменьшалась (см. рис. 4.4).

Такую работу инжекционных лазеров по аналогии с твердотельными лазерами, имеющими пассивные затворы, следует относить к генерации в режиме модулированной добротности. Роль пассивного затвора разрезного диода играет менее возбужденная его часть.

Разрезные диоды, особенно их бистабильный и триг-герный режимы, перспективны для создания логических элементов вычислительных машин. Длительность импульса генерации таких диодов в режиме внутренней модуляции добротности иногда составляет десятые доли наносекунд.

Генерация пикосекундных импульсов излучения в режиме синхронизации мод. Еще в 1964 г. было замечено, что кроме свободной генерации и работы лазеров в режиме модулированной добротности возможен еще один качественно отличный режим генерации, когда испускается серия ультракоротких импульсов излучения (УКИ). В отличие от релаксационных колебаний, период которых согласно (4.27) уменьшается с увеличением уровня возбуждения, период повторения УКИ Гуки не зависит от накачки и определяется формулой

(4.28)

где по-прежнему / - длина резонатора; с - скорость света. Длительность импульса генерации обратно пропорциональна числу генерирующих мод Лм:

А/уки =

(4.29)

Период повторения УКИ соответствует периоду меж-модовых биений для аксиальных типов колебаний. Это означает, что УКИ возникают в результате самосогласованной генерации и интерференции нескольких аксиальных типов колебаний. Возможны различные механизмы генерации в режиме самосогласования мод. Остановимся только на флуктуационном механизме возникновения УКИ, для реализации которого в полупроводниковых лазерах имеются благоприятные условия.

В соответствии с флуктуационным механизмом процесс возникновения УКИ можно представить так. В резонаторе наряду с активной средой имеется просветляющийся фильтр. Сразу же посл« преодоления порога начинается генерация многих аксиальных мод. В результате интерференции мод с беспорядочным распределением фаз возникают хаотичные, но с самого начала ультракороткие пички генерации. Это линейная стадия генера-

ции, поскольку ее характеристики не связаны с наличием нелинейного поглотителя. На нелинейной стадии генерации происходит резкое усиление наиболее интенсивных пичков и подавление всех остальных флуктуации интенсивности. Возрастание интенсивности пичков сопровождается уменьшением длительности. В этом процессе решающую роль играют нелинейные оптические свойства активной среды и просветляющегося фильтра. Временная развертка генерации лазера на неодимовом стекле позволяет проследить, как из совокупности беспорядочных пичков возникает серия УКИ. В отличие от твердотельных лазеров, где просветляющийся фильтр, играющий роль модулятора добротности, вносится в резонаторы как отдельный элемент, в инжекционных лазерах его целесообразно создавать в самом излучающем диоде. В частности, показана возможность получения просветляющегося фильтра путем протонной бомбардировки гетероструктуры (Van der Ziel J. P., 1981 г.).

В работе Ж. И. Алферова, А. Б. Журавлева, Е. Л. Портного, Н. М. Стельмаха (1986 г.) для получения просветляющегося фильтра (насыщающегося поглотителя) использовалась глубокая (около 10 мкм) имплантация ионов кислорода в одно из зеркал полосковых гетеролазеров на основе AlGaAs. Ионы кислорода ускорялись до энергии 18,7 МэВ, достаточной для амор-физации материала вдоль треков частиц. Коэффициент поглощения в облученной области увеличивался в среднем на 10 см~, что обеспечивало непрерывный пичко-вый режим генерации.

Осциллограммы пичкового режима при импульсном возбуждении представлены на рис. 4.5. Если ток незначительно превышает порог, то наблюдается только один световой импульс. Его длительность на осциллограмме 60 ПС определяется разрешающей способностью осциллографа. По оценкам авторов, истинная ширина импульса на половине высоты в зависимости от его формы составляет 9... 12 ПС. Теоретически согласно (4.29) при / = = 200 мкм и минимальном числе взаимодействующих мод Лм = 2, Л/уки0,7 пс. При / = 0,3/п генерируется серия импульсов с максимальной частотой повторения 5 ГГц (см. рис. 4.5, б).

Длительность импульсов можно значительно увеличить и сделать их легко наблюдаемыми, если поместить лазер в выносной резонатор с достаточно большим рас-

5g. oidh.mI о

Рис. 4.5. Осциллограммы генерации пикосекуидных импульсов излучения гетеролазеров иа основе AlGaAs с просветляющимся затвором, полученным методом имплантации иоиов кислорода в одно из зеркал резонатора:

а ;=1,05/„; 6 -/=1.30/,

т t.nc

стоянием между зеркалами. Например, при / = 75 см период пульсаций порядка 5 не.

В лазерах с пассивным затвором возникает автосинхронизация мод. Для активной синхронизации мод модулируют либо накачку, либо добротность резонатора с частотой, равной разности частот аксиальных типов колебаний.

Применение пикосекуидных импульсов света открывает новые возможности для научных исследований и практических приложений. Они позволили, в частности, измерить время жизни СЬОНПНПВ - ппи.."..- ir.-12

,.,1„.ил\спии. KJHH позволили, В часть

рить время жизни фононов - примерно 3-10

§4-3. МОДУЛЯЦИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ. ШУМЫ

Амплитудная и частотная автомодуляции. Из решения кинетических уравнений (4.1) и (4.2) для однородного активного слоя следует, что после переходного режима релаксационных колебаний должен наступить стационарный режим излучения, если только накачка не изменится во времени. На опыте действительно наблюдалась стационарная генерация в одно- и двухмодовом 12. Зак. 6281 169