3. Полупроводниковые лазеры и их характеристики

В данном разделе обсуждение лазеров и их характеристик будет касаться главным образом полупроводникового ДГ-лазера на GaAs, поскольку в настоящее время это наиболее широко применяемый диодный лазер, однако мы приведем также некоторые данные по другим полупроводниковым материалам для лазеров (например, InGaAsP), а также но устройствам на гомопереходе. На рис. 6.45 схематически показана одна из возможных конструкций диодного ДГ-лазера. Заметим, что благодаря наличию соответствующего изолирующего слоя ток от положительного электрода течет в виде узкой полоски (шириной s = 5—10 мкм). Это имеет результатом следующие два положительных эффекта: 1) Поскольку площадь полоски мала (А = Ls), пороговый ток I_пор = J_порA также мал

(например, при J_пор = 2*10³ А/см² и s = 10 мкм имеем I_пор==50 мА).

2) Поскольку ширина области усиления в плоскости перехода примерно также равна s (см, рис. 6.45), это сужение области усиления позволяет удерживать пучок в основной поперечной моде, если s ≤ 10 мкм. Заметим, что кроме приведенной на рис. 6.45 структуры, в которой сжатие пучка в плоскости перехода осуществляется с помощью распределения усиления (лазер с ограничением, создаваемым усилением), были разработаны также структуры, в которых удержание пучка достигается соответствующим профилем показателя преломления в плоскости перехода (лазер с рефрактивным ограничением). В этих обоих случаях получается дифракционно – ограниченный пучок эллиптического сечения (~1 мкм X 5 мкм). Отсюда следует, что расходимость 0_║ в параллельной переходу плоскости примерно в 5 раз меньше расходимости 0_┴(~ 45°) в перпендикулярной переходу плоскости. Разработаны оптические системы, компенсирующие это астигматическое поведение пучка.

На рисунке 6,46 приведены экспериментальные и теоретические значения пороговых плотностей тока J_nop в зависимости от толщины активного слоя d для полоскового ДГ-лазера на AIGaAs. Заметим, что с уменьшением d пороговая плотность тока J_nop вначале уменьшается, достигает минимума, а затем увеличивается. Наличие спадающей части у зависимости J_nop нетрудно понять, потому что с уменьшением d активный объем уменьшается пропорционально d, а значит, скорость накачки при данной плотности тока растет пропорционально 1/d [см. также выражение (6.40)]. Однако, если толщина d становится очень малой, поле уже не удерживается внутри активного слоя (см. рис. 6.44, б) и крылья пучка испытывают существенные потери в р- и n-областях перехода. Теперь становится понятным, почему при очень малых значениях d наблюдается возрастание J_nop, когда d уменьшается. Из рис. 6.46 видно, что минимальное значение J_nop достигается при d ~ 0,1 мкм и что это значение приблизительно равно 1 кА/см².

На рис. 6,47 приведены типичные зависимости выходной мощности от выходного тока при двух различных температурах, полученные от полосковых (любого типа) полупроводниковых ДГ-лазеров.

Заметим, что благодаря использованию полосковой геометрии пороговый ток I_пор при комнатной температуре не превышает 100 мА. Заметим также, что I_пор резко увеличивается с температурой. Для большинства диодных лазеров эмпирически было найдено, что этот рост подчиняется закону I_пор ~ ехр (Т/То), где Т₀ — характеристическая температура, зависящая от конкретного диода. Значение этой температуры служит показателем качества диодного лазера. Действительно, отношение двух значений порогового тока при двух значениях температуры, отличающихся между собой на величину ∆T, определяется из выражения I_пор1/ I_пор2 = ехр (∆Т/Т₀). Следовательно, чем больше Т₀, тем менее чувствителен пороговый ток I_пор к изменению температуры. В случае рис. 6.47 можно сразу определить, что Т₀~ 91 К (обычно Т₀ лежит в диапазоне от 70 К для худших лазеров до 135 К для лучших). Заметим, что на рис. 6.47 выходная мощность ограничена значением порядка 10 мВт. Большие выходные мощности (обычно выше 30—50 мВт) могут привести к столь высоким интенсивностям пучка, что могут разрушиться грани полупроводника. Заметим, что дифференциальный КПД лазера дается выражением η_s = dP / VdI, где V—напряжение источника питания. Выбрав V≈1,8 В, получаем η_s = 40 %. В действительности имеются сообщения даже о более высоких дифференциальных КПД (вплоть до 60%). На самом деле внутренняя квантовая эффективность (доля инжектированных носителей, которые рекомбинируют излучательно) еще больше (около 70%). Это означает, что в настоящее время полупроводниковый лазер имеет наибольший КПД. Типичный спектр излучения диодного лазера приведен на рис. 6.48. Равномерно расположенные пики соответствуют различным продольным модам резонатора Фабри — Перо. Вспоминая, что длина резонатора должна удовлетворять соотношению L = l λ₀ / 2n, где l — целое число, а n — показатель преломления полупроводника, мы видим, что два соседних пика разделены по длине волны промежутком ∆λ = Выбирая в качестве примера снова GaAs (λ =0,85 мкм) и принимая L = 250 мкм, получаем ∆λ = 3,9 А. Таким образом, спектр излучения обычно захватывает довольно широкую область длин волн (5—10 нм), что может представлять проблему для волоконнооптических линий связи из-за хроматической дисперсии оптического волокна. В настоящее время наилучшим способом получения существенно меньших ширин линий является использование лазера с распределенной обратной связью (РОС) - лазера (рис. 6.49). В этой схеме лазерный диод изготавливается таким образом, чтобы получить периодическое изменение эффективного показателя преломления активного канала вдоль направления распространения волны, что приводит к отражению волны, т. е. к распределенной обратной связи. В принципе этого можно было бы достичь созданием периодической гофрированной структуры на одной из поверхностей активного слоя (рис. 6.49, а). В результате возникает периодическое изменение показателя преломления, так как показатель преломления активного слоя выше, чем у окружающего материала. Поскольку методы, применяемые для изготовления гофрированной структуры, всегда создают большую плотность центров безизлучательной рекомбинации на гофрированной поверхности, конфигурация типа той, что изображена на рис. 6.49, а, обладает низкой квантовой эффективностью и, следовательно, высоким порогом. Чтобы преодолеть эту трудность, гофрированная поверхность изготавливается в пограничной плоскости, которая располагается на небольшом расстоянии от плоскости перехода (рис, 6.49,6). Однако эффект от гофрированной поверхности будет большим только в том случае, когда она располагается столь близко от перехода, что попадет в область, в которой поле лазерного излучения за счет поперечного распределения достаточно велико. Распределенное отражение возникает при брэгговском рассеянии лазерного пучка на изменении показателя преломления, создаваемом этой гофрированной поверхностью, которая действует, таким образом» как распределенная фазовая решетка. Чтобы получить максимум обратной связи на длине волны λ₀ пространственный период ∆L гофрированной структуры должен удовлетворять условию

где n_эфф — эффективный показатель преломления лазерного канала. Соотношение (6.39) возникает из условия, согласно которому волны, отраженные от следующих друг за другом областей с высоким показателем преломления (эти области разделены друг от друга расстоянием ∆L), должны складываться в фазе (условие Брэгга).

Отсюда следует, что сдвиг фазы ф между двумя отраженными волнами должен быть равен 2π. Поскольку ф = 2k_эфф ∆L, где k_эфф — эффективное волновое число (k_эфф =2π*n_эфф*λ₀) , мы сразу получаем условие (6.39). Заметим, что, согласно этому условию, существенная обратная связь имеет место лишь в очень узкой полосе вблизи λ₀= 2n_эфф ∆L. Следовательно, спектр излучения диодного PОC-лазера обычно состоит из одной продольной моды (с шириной линии в несколько мегагерц) резонатора Фабри-Перо, сформированного двумя торцевыми гранями. Технология изготовления РОС-лазеров является весьма сложной, так как подразумевает создание очень мелкой гофрированной структуры (например, с AL = 0,12 мкм при = 0,850 мкм).

В заключение рассмотрим модуляционную способность полупроводниковых лазеров. Это рассмотрение имеет определенное значение, поскольку, например, модуляционная способность устанавливает предел частоты повторения импульсов лазера в импульсно-кодовой схеме модуляции. Если диод возбуждается идеальным прямоугольным импульсом, то импульс излучения будет иметь конечную задержку τ_d , а также конечные значения длительности переднего τ_r и заднего τ_f фронтов (рис. 6.50). Задержка τ_d связана с тем, что для создания необходимой инверсии населенностей необходимо определенное время. Конечные значения длительностей переднего и заднего фронтов определяются следующими двумя причинами: 1) конечным значением емкости перехода, которая ограничивает нарастание скорости накачки в активном слое; 2) конечным временем формирования и окончания процесса вынужденного излучения (как правило, τ_d < τ_f см. также рис. 5.26). В настоящее время величина τ = τ_r + τ_f имеет значение порядка 1 нc, что ограничивает частоту повторения битовых посылок приблизительно до 1 Гбит/с. Для достижения более высоких скоростей передачи можно воспользоваться следующими двумя приемами: 1) устанавливать рабочий режим диода с постоянным током смещения чуть ниже или чуть выше порогового тока и 2) применять более короткие резонаторы (L « 100 мкм). Действительно, оба этих способа позволяют уменьшить время формирования лазерного излучения, а применение короткого резонатора уменьшает также и емкость перехода, Использование этих приемов позволило добиться намного более высоких скоростей передачи (примерно до 10 Гбит/с).