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]


Рис. 6.5. Зависимости плотности порогового тока от энергии быстрых электронов в GaAs:

в массивном образце в образце

толщиной d= 100 {2). 50 (3), 28 мкм (4)

40 во d, мкм

Рис. 6.6. Зависимости порога непрерывной генерации в GaAs при Г = 80 К от толщины d образца для сканирующего (/) и непрерывного (2) возбуждений

коэффициент усиления достигается при большей концентрации свободных носителей. Тем не менее решающее значение имеет зависимость, выраженная формулой (6.3). На опыте подтверждается уменьшение /„ с ростом £0 (рис. 6.5, кривые 1,2). Из этого же рисунка видно, что порог и генерации тонких слоев арсенида галлия п-типа, выращенных на подложке р-типа и обладающих волноводными свойствами, практически остаются постоянными при изменении Ео в широких пределах. В гете-роструктурах значение /„ может быть на порядок ниже, чем в массивных образцах, где пороговый ток растет с увеличением толщины полупроводниковой пластины d (рис. 6.6).

При теоретическом анализе зависимости /„ от Eq необходимо учитывать дефектность приповерхностного слоя, в котором квантовый выход люминесценции значительно меньше, чем в объеме кристалла, а порог генерации может быть в несколько раз и даже на несколько порядков больше. Это скажется при значениях Ео, соответствующих небольшой глубине проникновения электронов. Генерация сильно дефектных приповерхностных слоев в принципе невозможна, так как температурный рост порога опережает повышение концентрации свободных носителей.

Рост порога с увеличением коэффициента потерь. Зависимость плотности порогового тока от коэффициента потерь подробно рассмотрена применительно к инжек-ционным лазерам (см. § 2.3). Было показано, что, хотя


Рис. 6.7. Зависимость пороговой плотности тока /„ от длины / резонатора (коэффициента потерь) лазера на основе GaAs при Г = 80 К и £о= 180 кэВ

0 2 k б /, МКЛ

Рис. 6.8. Зависимость температуры активной области лазера на основе GaAs от постоянного тока.

Диаметр поперечного сечения электронного луча 12 мкм, скорость сканирования 10 см/с

с ростом накачки спектр усиления деформируется, а его максимум смещается в коротковолновую область, максимальный коэффициент усиления часто является линейной функцией плотности тока и как следствие этого порог линейно зависит от коэффициента потерь (см. формулы (2.31) и (2.33)).

В лазерах с электронной накачкой процесс создания инверсной населенности представляется еще более сложным из-за неоднородности возбуждения, значительного нагревания активной области, зависимости толщины активного слоя от энергии электронов. Тем не менее на опыте наблюдался линейный рост /„ с увеличением коэффициента потерь (рис. 6.7). Следовательно, максимальный коэффициент усиления и порог генерации в линейном приближении по аналогии с (2.31) и (2.33) можно выразить формулами

кГ = Ре(/-/о),

/п = Ре"<п + /о,

(6.4) (6.5)

Ре - по-прежнему удельный коэффициент усиления при электронном возбуждении. Вводя понятие плотности ионизационных потерь А(Ео) в максимуме ионизационной функции (6.1), его можно представить в виде

Ре =

ОеТсп

Зе£„

А{Ео).

(6.6) 225




Рис. 6.9. Зависимости пороговой плотности тока /„ от температуры в лазере на основе InAs при импульсном (Л/в=100 не) поперечном возбуждении электронным пучком:

£о = 50 -мэВ, толщина активной среды 5...20 мкм, концентрация электронов в исходных образцах 1,8-10 . (/), 4,5- 10" (2), 4,5-10"

ВО 120

Здесь Ое - значение коэффициента усиления в расчете на один электрон (сечение усиления).

Приближенную оценку Ре можно сделать, если известна аналогичная величина для инжекционного лазера, пользуясь соотношением

pe = p(£ouf/3£).

где of--толщина активной области инжекционного лазера; de - усредненная глубина проникновения быстрых электронов в образец. Очевидно, что de<xo.

Для гомолазеров на основе арсенида галлия при Г = 80К р = 3-10-2 см/А (см. табл. 1). Если £о = 50кэВ, Eg= 1,5 эВ, d = 5 мкм, de= 10 мкм, то из последней формулы следует Ре = 33 см/А.

Температурные характеристики. Из-за низкого внутреннего квантового выхода генерации активная область сильно разогревается под действием внешних электронов. Об этом можно судить по смещению частоты генерации в длинноволновую область. В непрерывно действующих лазерах на основе арсенида галлия при температуре хладопровода 80 К с ростом накачки длина волны увеличивается от 830 до 870 нм, что соответствует перегреву активной области на 160 °С (рис. 6.8). Нагревание активной области до температур выше 80 К ведет к резкому (практически экспоненциальному) росту порога генерации (рис. 6.9). Причины этого были подробно рассмотрены в § 2.3.


3/0 330 350 370 А, нм ggp gfg

I0.7In

Рис. 6.10. Спектры излучения лазеров иа основе ZnS, ZnO (а) и GaAs (б) при Т = 80К

Порог генерации увеличивается также с ростом диаметра сечения пучка быстрых электронов. Здесь складывается действие двух причин: увеличение нагрева активной области и повышение уровня усиленной люминесценции, уменьшающей концентрацию свободных носителей (см. § 2.4).

§ 6.3. СВОЙСТВА ГЕНЕРИРУЕМОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Спектр генерации. Спектральный состав генерируемого излучения определяется спектроскопическими характеристиками активной среды, уровнем ее возбуждения и оптическим резонатором. Способ возбуждения имеет второстепенное значение. Поэтому в свойствах излучения всех типов полупроводниковых лазеров имеется много общего.

Наиболее коротковолновое излучение в ультрафиолетовой области при электронном возбуждении получено на монокристаллах сульфида цинка (Xmin = 0,315 мкм) и оксида цинка (>.min = 0,375 мкм, рис. 6.10, а). Ширина спектральных линий варьируется в пределах 1,2...2,1 нм. На рис. 6.10,6 показано излучение лазера на основе




Рис. 6.11. Картина дальнего поля лазера на основе GaAs при / = 1,9/„ (а) и 1 = = 3/„ (б).

Указаны углы расходимости излучения

n-GaAs с концентрацией электронов 2-10 см"~. Длина резонатора / = 40 мкм. До порога генерации наблюдается широкая полоса люминесценции со структурой продольных мод плоского резонатора. При /=1,3/п интенсивность одной из мод увеличивается более чем в 100 раз. Возникает направленный луч с углом расходимости 5°, близким к углу дифракции. Картина дальнего поля состоит из сплошного пятна с волнистым контуром (рис. 6.11, а). Повышение накачки сопровождается увеличением угла расходимости до 10°.

В целом излучение полупроводниковых лазеров всех типов перекрывает с небольшими разрывами спектральный диапазон от 0,32 до 200 мкм (см. табл. 2).

Индикатриса излучения. Размеры активной области лазеров с электронной накачкой в плоскости, перпендикулярной к оси резонатора, на один-три порядка больше, чем длина волны генерации. Поэтому дифракционный угол расходимости должен быть сравнительно небольшим. Согласно (3.26) если k/d=\0~, то дд = 4. Однако, как правило, расходимость луча на несколько порядков больше, а индикатриса излучения имеет сложный вид, что связано с одновременной генерацией нескольких аксиальных и неаксиальных мод. Чтобы уменьшить расходимость излучения, необходимо уменьшить число генерируемых мод. Это достигается увеличением разности потерь для аксиальных и неаксиальных мод. Простейший способ - применение выносного зеркала. В этом случае аксиальные моды отсутствуют и сокращается число аксиальных типов колебаний. Второй способ - создание неустойчивых резонаторов (см.§ 1.3; рис. 6Л,д). Они позволяют получить остронаправленный луч и от многоэлементных лазеров (рис. 6.12). В плоском резонаторе полуширина диаграммы направленности 10°, в неустойчивом - около 0,5°.

Мощность генерации. Из-за большого тепловыделения непрерывный режим генерации получают в малых


/2 в

Рис. 6.12. Диаграмма направленности излучения многоэлементного лазера на основе CdS с плоским (/) и неустойчивым (2) резонаторами (О. В. Богданкевич и др., 1985 г.)

fOlmA

Рис. 6.13. Зависимость мощности непрерывной генерации Sr лазера на основе GaAs от тока / при различных значениях энергии электронов (В. И. Козловский и др., 1980 г.)

объемах при сканировании сфокусированным электронным лучом по поверхности полупроводниковой пластины. Ток накачки обычно не превышает нескольких десятков микроампер, а мощность генерации - десятков милливатт. Ватт-амперные характеристики лазера, в частности на основе арсенида галлия, спектры генерации которого приведены на рис. 6.10, б, состоят из восходящего и падающего участков с ярко выраженным максимумом (рис. 6.13). При энергиях электронов 50...100 кэВ порог генерации порядка 2,5 мкА, а диаметр электронного пятна на мишени не превышает области рассеяния электронов, равной 2,5; 5 и 8 мкм при £0 = 50, 75, 100 кэВ, что соответствует пороговым плотностям потока 40, 10 и 4 А/см. Сразу же после порога мощность генерации растет практически линейно с током, а затем вследствие перегрева активной области и роста порога генерации с температурой (см. рис. 6.9) начинает резко падать. Чем больше энергия электронов, тем меньше интервал токов, в котором возможна генерация.

По аналогии с инжекционным лазером (см. формулу (3.2)) мощность генерации на линейном участке можно представить в виде

Sr = «ЛгУе - (/ - /п) , (6.7)



[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