6*6.4. Применения полупроводниковых лазеров

Полупроводниковые лазеры находят сегодня целый ряд важ­ных применений в различных областях. Впервые эти лазеры в больших масштабах использовались в- качестве оптической считывающей головки в компакт-дисковых системах. Теперь эта область применения расширилась и включает в себя опти­ческие диски, используемые как постоянные или одноразовые запоминающие устройства. Для этих применений используются GaAs-лазеры, однако предпринимаются большие усилия дляраз-работки полупроводниковых лазеров видимого диапазона, по­скольку более короткая длина волны позволяет считывать диски с более высокой поверхностной плотностью записи. В лазерах видимого диапазона в качестве активной среды применяется тройной сплав GalnP (или четверной сплав AlGalnP), а для

⁴⁾ Следует заметить, что поскольку 1 гол равен примерно 9000 ч» для оценки столь длительного срока службы необходимо применять так назы- ваемые тесты ускоренного старения. При этом ожидаемый срок службы при комнатной температуре экстраполируется из результатов ресурсных испыта- ний при повышенной температуре (при которой срок службы ко- роче) .

р- и ^-областей — GaAs. Выбором подходящего параметра со­става можно согласовать решетки обоих сплавов с GaAs, и к на­стоящему времени достигнута надежная работа при комнатной температуре в красной области спектра (X = 680 нм) на основе GalnP. Кроме того, эти лазеры широко применяются в волокон-нооптической связи, причем опять же с GaAs, в то время как в будущем, наверное, для этой цели лучше подойдет лазер на чет­верном сплаве InGaAsP. Для применений в связи срок службы любого компонента должен составлять как минимум около 10⁵ ч (т. е. больше 10 лет). В настоящее время срок службы промышленных устройств составляет 10⁴ ч, а эксперименталь­ных около 5*10⁵ ч ^1}. В настоящее время полупроводниковые ла­зеры на GaAs широко применяются для накачки Nd : YAG-лазе-ров в конфигурации с продольной накачкой. Для получения более высоких мощностей стержень из Nd : YAG можно также

• \|

накачивать в поперечной конфигурации линейкой диодных лазе­ров. Как уже отмечалось, выходная мощность полоскового диод­ного лазера ограничена оптическим разрушением грани до ти­пичного значения около 50 мВт. С целью повышения мощности были разработаны линейки диодов с отдельными лазерными ка­налами, достаточно близко расположенными друг к другу, так что излучение всех этих каналов становится связанным, а фа­зы— синхронизованными. Таким путем была получена мощ­ность около 2 Вт от линейки из 40 лазерных каналов. В заклю­чение можно сказать, что для приложений полупроводниковые лазеры в настоящее время, по-видимому, играют наиважней­шую роль. Учитывая продолжающееся быстрое развитие этих лазеров, можно ожидать, что их роль в будущем значительно возрастет.

6.6.5. Упрощенная теория полупроводникового лазера

Рассмотрим полосковый полупроводниковый ДГ-лазер. Пусть А — площадь полоски, a d— толщина активной среды в направ­лении, перпендикулярном плоскости перехода. Обозначим ско­рость, с которой электроны (и дырки) инжектируются в единич­ный объем активного слоя, через R_p. Для вычисления этой скорости инжекции заметим вначале, что та часть инжектиро­ванных носителей, которые не рекомбинируют излучательно, ис­пытывает безызлучательную электрон-дырочную рекомбинацию

в основном на границах перехода. Следовательно, эту часть но­сителей можно рассматривать как если бы они вовсе не были ин­жектированы в активную область. Таким образом, нетрудно по­казать, что при данном токе / через переход R_p дается выра­жением

R_p = 4)_LI/eAd, (6.40)

где внутренняя квантовая эффективность, а заряд трона. Прежде чем продолжить рассмотрение, необходимо под­черкнуть, что обсуждаемый здесь случай отличается от всего того» что имеет место во всех лазерах, которые мы до сих пор изучали, по крайней мере в трех следующих отношениях: 1) Ве-

которыми необходимо теперь пользоваться, являются

плотность носителей JV, а не обычная инверсия населенностей, и скорость инжекции R„ вместо произведения W_p(Ni—N),

определяющего накачку. 2) В полупроводнике максимальный

коэффициент усиления а„ можно приближенно записать в виде [44]

a (N - N'),

(6.41)

где о—сечение вынужденного излучения, а Л^г/—постоянная (для GaAs при Г = 300 К имеем о«1,5- 1(Н^б см* и 1,5-10^,вно-ситслей/см*). Заметим, что, как следует из (6.41), при N<N' усиление в полупроводнике отсутствует. Согласно разд. 6.6.1.4, физическое объяснение этого состоит в том, что если инжекти­ровано недостаточное количество носителей, то квазиуровни

Ферми не удовлетворяют условию Ef — Ef_v > Е_ч и, следова­тельно, в полупроводнике усиления нет. 3) Поперечная ширина поля в резонаторе d? существенно больше, чем толщина актив­ной области d (например, в GaAs мы имеем <*'« 0,8 мкм при d « 0,1 мкм). В этом случае, полагая, что торцевые грани по­лупроводника служат зеркалами резонатора, мы получаем сле­дующие скоростные ур авиения для плотности носителей N и полного числа фотонов в данной моде q [см. Приложение Б и ср. с (5.18)]:

A' =R_P- (co/V')q (N - N') - N/x_r, (6.42a)

Я = [(coVJV')(N - N') - l/r_c]q, (6.426)

где с = со/л» a

(6.43a)

_{свое макси-}

_{здесь поле в резонаторе (нормированное на}

мальное значение) и интегрирование производится по всему рас­пределению поля; т_л - время жизни при излучательной реком­бинации (пои сделанных выше предположениях все носители

в активном объеме рекомбинируют излучательно);

V_a = \lPdV

(6.436)

а

(здесь интеграл берется по объему активной среды).

Условие порога генерации теперь нетрудно получить, пола­гая Л = 0 и (/ = 0 в левых частях уравнений (6.42) и?=0в правой части (6.42а). Тогда из уравнения (6.426) с помощью (5.136) [заметим, что, согласно (з.ш, в нашем случае V = я/1

^{получаем критическую инверсию}

N_C = N' + (уfat) {V'/V_a), (6.44)

где /— длина полупроводника. Сравнивая это выражение с (5.26), мы получаем следующее: 1) в выражение (6,44) входит дополнительный член N>, введенный в (6.41); 2) член у/а/выра­жения (5.26) теперь входит с множителем V'/Va благодаря

тому, что ширина поперечного распределения поля больше тол­щины активного слоя. На самом деле, используя выражения

(6.43а) и (6.436), можно записать V'/Vatt d'/d, а выражение (6.44) принимает простой вид:

N_c= N' + (y/al) {d'/d) ,

(6.44a)

Это выражение показывает, что для описания вынужденного из­лучения фотонов в данной моде можно определить эффективное сечение а_Эф«ь = aid/d'). Так как d<^d\ мы имеем ст_эфф <С 0. Критическую скорость накачки находим из выражения (6.42а):

R_cp = М_с/х_г. (6.45)

Отсюда, используя выражения (6.44а) и (6.40), получаем сле­дующие выражения для пороговой плотности тока /„_0Р = /„о_Р/Л:

пор

l(_yJol)(d>/d) + N') ledliWr)]

(6.46)

Заметим, что если в этом выражении присутствовал бы только множитель во вторых квадратных скобках, то величина /_Пор уменьшалась бы с уменьшением толщины k активного слоя. Од­нако когда d становится слишком малой, величина yd'/old в вы­ражении (6.46) становится больше Л/^г/ т в случае d/d > 1 из этого выражения следует, что /_Пор не зависит от d. На самом деле, как уже говорилось в разд. 6.6.3, когда толщина актив -

ного слоя становится очень малой, поле резонатора настолько

далеко заходит в р- и п- области диода, что испытывает суще­ственные потери в этих областях. При этом следует ожидать, что при малых d плотность тока /пор должна увеличиваться с умень­шением rf. Таким образом, существует минимальная величина /пор» причем соответствующее ей значение d оказывается рав­ным 0,1 мкм (см. рис. 6.46).

Из уравнений (6.42) можно также получить значения М₀ и Яо выше порога в непрерывном режиме, полагая ft = 0 и а = 0.

Таким образом, мы имеем

ЛГ₀ = N_e, (6.47а)

<7о = (V^rlca) [1 /(Nq- N')] (R_p — R_cp). (6.476)

Выражение (6.47a) показывает, что и в этом случае инверсия в непрерывном режиме остается фиксированной на пороговом уровне [ср. с. (5.29а)]. Из выражения (6.476) с учетом (6.44)

и (6.40), а также того факта, что V_a~Ad , получаем

_{Яо = 0/^V) *Hf [(/—/пор)/^].}

_{Отсюда с помощью (5.20) находим окончательное}

для выходной мощности одно зеркало:

^{Р2 = y\thv (yj/2}_Y^{) [(/-/}_пор^)/е],

(6.48)

^{выражение}

(6.49)

которое имеет простое объяснение. Действительно, член гь(/ — — у_П0р) А? представляет собой число носителей, инжектирован­ных в активный объем за вычетом порогового значения. При этом выделяющаяся мощность равна просто этой величине» ум­ноженной на энергию фотона Av. Наконец, выходная мощность равна выделяющейся мощности, умноженной на эффективность связи % = Y2/2?. Из выражения (6.49) теперь находим диффе­ренциальный КПД;

ть dPcJVdl = % (hv/eVXyfly), (6.50)

где V — напряжение источника питания. Заметим, что из-за не­большого падения напряжения на внутреннем сопротивлении диода величина hv/eV несколько меньше единицы. Будем назы­вать это электрическим КПД. Таким образом, дифференциаль­ный КПД оказывается равным произведению внутренней кван­товой эффективности на электрический КПД и на эффектив­ность связи. Если оба торца имеют одинаковые коэффициенты отражения i?, а а — коэффициент поглощения в полупроводнике благодаря внутренним потерям, то

Yi = Y2=-Ini? (6.51а)

_и

Y=a/-ln#. (6.516)

Сумма выходных мощностей из обоих торцов Р и соответствую­щий дифференциальный КПД в этом случае можно получить из выражений (6.49) и (6.50), Заменяя -уг на yi + V» = —^{2 ln R}

и подставляя у из выражения (6.516). При этом получаем сле­дующие выражения:

ъ = Л* (тр-) (пг^—-'"Л)• (653)

Для наших численных оценок мы используем следующие зна­чения, характерные для ДГ-лазера на GaAs: d = 0,1 мкм, d' = = 0,8 мкм, о«-l,5.10-^w см², ЛГ'=1,5-10¹⁸ см-³, т|, » 1; х_г ж ж 4 не, / = 250 мкм, а = 10 см-¹. Кроме того, предположим, что (hv/eV) ж 0,8 и коэффициенты отражения обоих торцов равны коэффициенту отражения свободных поверхностей (Я да 35%). Тогда из выражения (6.516) находим у — 1,25, так что порого­вая плотность тока в соответствии с (6.46) имеет значение /пор ж 1,6 * 10⁸ А/см², которое хорошо согласуется с эксперимен­тальными результатами. Из выражения (6.53) находим, что диф­ференциальный КПД T)_S « 67 %; это значение опять же хорошо соответствует лучшим из полученных результатов.

6.7. Лазеры на центрах окраски

425