Литература / Шишкин Г. Г. , Шишкин А. Г. Электроника 2009

кала (1 - r 2 ) (r2 - коэффициент отражения полупрозрачного зер­ кала) возрастают потери на излучение и пороговая энергия

накачки Ен. пор• так как суммарные потери увеличиваются.

При (1- r 2) =О энергия во внешнее пространство не выводит­

ся, она полностью остается в резонаторе. С ростом коэффициен­

та пропускания до значения (1 - r2)опт• оптимального (для дан­

ной мощности накачки), энергия излучения Еизл увеличивается за счет возрастания доли выводимой энергии. Снижение Еизл при дальнейшем увеличении (1 - r 2) обусловлено уменьшением плот­ ности потока излучения в активной среде, а следовательно, и

уменьшением вероятности цндуцированных переходов, что при­

водит к уменьшению числа фотонов, генерируемых в активной

среде. Очевидно, что с ростом пропускания (1 - r 2 ), т. е. умень- шением добротности резонатора, увеличивается и пороговая энер­

гия Енпор· Оптимальный коэффициент пропускания (1 - r2)опт

для большинства лазеров колеблется в пределах 20...60%, но для

очень мощных лазеров он может достигать значений, близких к

90% . в последнем случае полупрозрачное зеркало вообще может

отсутствовать. Его роль выполняет торцевая поверхность активно­

rо кристалла, отражающая 5...8% падающего на нее излучения.

На энергетические и спектральные характеристики твердо­ тельных лазеров сильное влияние оказывает температурный режим активной среды. Изменение температуры активной сре­

ды влияет на пространственное распределение ионов в актив­

ном кристалле, что приводит к изменению внутреннего элект­

рического поля, которое участвует в формировании энергетиче­

ского спектра активных веществ. Можно отметить несколько

эффектов, связанных с нагревом активного кристалла, которые

существенно влияют на параметры лазеров.

1. Нарушается положение энергетических уровней, что вызы­

вает изменение длины волны излучения.

2. Существенно ухудшается монохроматичность излучения из­ за расширения контура спектральной линии люминесцен­

ции.

3. Максимальная частота повторения импульсов лазерного из­

лучения ограничена вследствие нагрева активного элемента,

что приводит к уменьшению средней мощности лазеров, ра­

ботающих в режиме непрерывной накачки и модуляции до­ бротности резонатора.

Для уменьшения влияния указанных факторов на парамет­

ры лазеров применяют .специальные системы охлаждения ак­

тивной среды, особенно в мощных лазерах.

-®------11 Контрольные бопросы~-1-------

1.Каковы особенности активной среды твердотельных и жид­

костных лазеров?

2.Каким требованиям должна удовлетворять матрица актив­ ной среды твердотельных лазеров?

з. Какие системы накачки твердотельных лазеров являются

наиболее эффективными и почему?

4.Механизм получения инверсии населенностей в рубиновом лазере и роль каждого из рабочих и вспомогательных энерге­ тических уровней.

5.Каковы отличия и преимущества энергетической структуры

неодимового лазера по сравнению с рубиновым?

6. Каковы процессы, определяющие режимы свободной генера­

!7. Основные характеристики твердотельных лазеров.

8. Характеристика и энергетическая структура активной среды

!жидкостных лазеров на органических красителях.

~9. Устройство, особенности физических процессов, параметры

и характеристики лазеров на органических красителях.

Глава 21

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ИНЖЕКЦИОННЫЕ ЛАЗЕРЫ

21.1. Полупроводниковые материалы,

используемые в источниках излучения

Полупроводниковые вещества как излучающие среды в при­

ложении к светодиодам были частично рассмотрены в гл. 16.

В этой главе эти вопросы применительно к полупроводниковым лазерам освещаются более подробно. Как уже отмечалось, все

полупроводники подразделяются на прямозонные и непрямо­

зонные, в которых соответственно реализуются прямые и не­

прямые переходы (см. также п. 16.2). Физическая причина их

различия определяется законом дисперсии Е = f(p), т. е. зависи­ мостью энергии состояния Е от квазиимпульсар.

В прямозонных полупроводниках (GaAs, InP, InSb. и др.) максимум функции Е(р) в валентной зоне (В3) и минимум Е(р) в зоне проводимости (3П) соответствуют одинаковымр. Достоинст­ во прямозонных полупроводников - большая вероятность излу­

чательного межзонного перехода.

В полупроводниках типа Ge, Si, SiC, GaP, AlAs (непрямозон­ ные полупроводники) экстремумы зон смещены, поэтому перехо­ ды между ними сопровождаются большим изменением квазиим­

пульсов, причем последние превышают квазиимпульсы фотонов.

По закону сохранения квазиимпульса излучательный переход

без участия третьих тел в таких полупроводниках запрещен. В этом случае необходимо участие фононов, воспринимающих

изменение квазиимпульса частиц при их межзонном переходе.

При «непрямых)} переходах излучательная рекомбинация сво­

бодных носителей тока, находящихся в энергетических состоя­ ниях на краях соответствующих зон, значительно меньше безы­ злучательной рекомбинации через примеси. Поэтому такие мате­ риалы редко используются для создания излучающих приборов.

Помимо упомянутых бинарных соединений в излучающих

приборах большую роль играют взаимные растворы родствен­ ных соединений, включая и непрямозонные. Если смешиваемые

соединения имеют одинаковый тип решетки, то они могут· обра­ зовывать непрерывный ряд твердых растворов с постоянным

изменением ширины запрещенной зоны ЛЕ3• Тогда открывает­

ся возможность разработки приборов, которые в совокупности позволяют непрерывно перекрыть широкий диапазон спектра излучения. Простейший тип твердых растворов - трехкомпонент­

ные соединения типа InP1 _xAsx, InxGa1 _xAs (группа AIIl-BV) и

большинство твердых растворов группы AIII-BVI (CdSxSe1 _x, ZnxCd1 _xS, ZnSexTe1 _x и др.). Электрические характеристики

таких растворов слабо зависят от степени неупорядоченности

кристалла.

Бинарные соединения обычно изготавливаются в виде круп­

ных с.Литков, большинство твеl?дых многокомпонентных рас­

творов выращивается в виде эпита~сиальных слоев. Для лазе-

21.2. Инжекционные полупроводниковые лазеры

на основе гомопереходов

К достоинствам · инжекционных полупроводниковых лазеров обычно относят малые размеры, возможность легкой интегра­ ции с микроэлектронными устройствами, простоту реализации модуляции излучения, высокий КПД, а к недостаткам - широ­ кий контур спектральной линии излучения, большой угол рас­

ходимости лазерного луча, относительно низкую временную ко­

герентность, зависимость параметров от температуры.

В инжекционном полупроводниковом гомолазере активным элементом служит монокристалл арсенида галлия GaAs, в кото­

ром создан электронно-дырочный переход. В монокристалле ар­

сенида галлия монокристалл GaAs, имеющий форму параллеле­ пипеда с размером сторон в несколько десятых долей мм, укреп­

ляется в массивном медно:м: корпусе, служащем для отвода тепла.­

Две противоположные грани полупроводниковой пластины, пер­ пендикулярные плоскости перехода, образуют оптический резо­

натор. Отражающие поверхности резонатора чаще всего получают

путем скола кр:Исталла вдоль кристаллографической плоскости,

что обеспечивает получение идеально ровных и параллельных по­ верхностей. Ввиду значительного коэффициента преломления

света на границе воздух-арсенид галлия коэффициент отраже­

ния от поверхностей резонатора составляет величину - 0,3, что

достаточно для реализации условий самовозбуждения. Остальные четыре грани полупроводникового кристалла, чтобы исключить

возникновение паразитных колебаний, делают шероховатыми.

В полупроводниковых лазерах используютс·я монокристал­

лы GaAs с концентрацией примесей, превышающей концентра­ ц:И:ю пвыр' при которой наступает вырождение полупроводника.

Таким образом, в кристалле арсенида галлия электронно-дыроч­ ный переход образуется вырожденными п- и р-полупроводника­

ми. Как известно, вследствие расщепления локальных уровней примесей в примесные зоны уровень Ферми в вырожденном

п-полупроводнике располагается выше дна зоны проводимости,

а в р-полупроводнике - ниже потолка валентной зоны.

Энергетическая диаграмма электронно-дырочного перехода на

границе вырожденных полупроводников показана на рис. 21.2. Энергетические уровни в зоне проводимости п-полупроводника

вблизи (выше) уровня Еп заняты электронами, концентрация ко-

Е

о

торых убывает по мере удаления от уровня Еп. Для простоты дальнейших рассуждений будем считать, что уровни с энергией

Еп < Е < ЕФ заняты электронами, а уровни с энергией Е > ЕФ

свободны. Аналогично будем полагать, что в валентной зоне

р-полупроводника уровни с энергией Ев # Е # ЕФ свободны, а энер­

гетические состояния с энергией Е < ЕФ заняты электронами.

При подключении кр-п-переходу прямого внешнего напря­ жения И его энергетическая диаграмма изменяется (рис. 21.3). Запирающий слой (шириной d 0 при И= О, см. рис. 21.2) сужает­ ся до ширины d; потенциальный барьер уменьшается до величи­

ны q(q>0 - И), а уровень Ферми в области запирающего слоя рас-

щепляется на квазиуровни Ефп и Ефр. Вычисления показыва­

ют, что квазиуровни Ферми располагаются на энергетической

диаграмме так, как это показано на рис. 21.3. -Условия межзон­ ной рекомбинации выполняются только в пределах узкой поло­

ски внутри запирающего слоя, где уровни в зоне проводимости

,между состояниями Ефп и Еп заняты электронами, а уровни в валентной зоне между состояниями Ефр и Ев свободны. Сле­

ва от этой полоски все состояния в валентной зоне несвободны, а

справа от этой полоски отсутствуют свободные электроны в зоне проводимости. Таким образом, акты межзонной рекомбинации

могут происходить только в пределах слоя d'.

Как отмечалось выше, для энергетической диаграммы GaAs

Е = f(p) характерно расположение минимума энергии в зоне

проводимости и максимума энергии в валентной зоне при одном

и том же значении импульса электронов р. В таких веществах

межзонная рекомбинация происходит в виде прямых излуча­

тельных переходов (при неизменном значении импульса части­ цы). Большинство таких переходов сопровождается 'излучени­ ем фотона с частотой, соответствующей разности энергий в зоне проводимости и в валентной зоне.

Допустим, что такой переход произошел спонтанно. Излу­

ченный при этом фотон при неоднократных отражениях от па­

раллельных плоскостей кристалла, обраЗующих оптический

резонатор, может индуцировать последующие акты межзонных

переходов частиц. Среди индуцированных переходов будут пре­ обладать переходы вниз, сопровождающиеся излучением, если

в пределах слоя d' будет существовать инверсная населенность.

Состояние инверсной населенности достигается путем энергети­ ческой накачки: при подаче положительного смещения через переход течет ток инжекции и большинство энергетических уровней в зоне проводимости заселяются электронами, а в ва­ лентной зоне большая часть уровней оказывается свободной.

Вновь излученные в результате электронных переходов фо­

тоны индуцируют новые излучательные переходы, и если энер­

гия индуцированного излучения превзойдет по величине энер­

гию потерь, то установится режим генерации. Энергия индуци­

рованного излучения естественно зависит от числа активных

частиц, т. е. от концентрации электронов в зоне проводимости,

которая, в свою очередь, определяется величиной напряжения смещения или, иначе говоря, от тока инжекции. Таким обра­

зом, режим генерации устанавливается при определенном зна­

чении тока инжекции, называемого пороговым током.

Часто полупроводниковый квантовый генератор (ПКГ) работает в импульсном режиме. Энергетическая накачка для создания ин­

версной населенности осуществляется импульсами тока, посту­

пающими к ПКГ от источника питания. Рассмотрим некоторые

характеристики полупроводниковых инжекционных лазеров

на гомопереходах.

Зависимость выходной мощности излучения от мощности накачки. При относительно небольших значениях мощности накачки Ри (тока инжекции) число активных частиц, а следовательно, и

мощность излучения, растет практически линейно в зависимости

от величины Рн· С дальнейшим ростом мощности накачки наблю­

дается быстрое уменьшение мощности излучения, что объясняет-

Комплексная диэлектрическая проницаемость активной и пас­ сивной областей различна и на границе указанных областей име­ ется скачок диэлектрической проницаемости (рис. 21.4, б). Дейст­

вительная часть диэлектрической проницаемости активного слоя, как правило, больше, чем в окружающих ее пассивных областях. В результате происходит полное в~утреннее отражение электро­

магнитных волн на границах активного слоя и канализация пото­

ка излучения в нем. Вне активного слоя имеются только волны поверхностного типа. Таким образом, диод подобен открытому ди­

электрическому волноводу, характеристики которого и определя­

ют диаграмму направленности излучения. При относительно большой ширине d активного слоя возбуждаются не только про­ дольные, но и поперечные типы колебаний высоких порядков

вдоль оси х, диаграмма направленности которых имеет много ле­

пестков сравнимой интенсивности. Поперечные типы колебаний по оси х формируют структуру луча ПКГ в вертикальной плоскос­ ти, т. е. в поперечном плоскости перехода сечении (рис. При

малой толщине диэлектрического волновода (активной области)

происходит подавление поперечных типов колебаний по оси ,.х;, Если в активной области существует единственный низший

тип колебаний, то угол расходимости а. в вертикальной плоскос­

ти стремится к дифракционному пределу. Распределение ин­

тенсивности излучения в пучке зависит от угла а, который с хо­

рошим приближен:Ием описывается выражением

волнового фронта на зеркале; k = 21t/Л - волновой вектор. Как правило, кривизной волнового фронта можно пренебречь, и тог­

да ось главного лепестка диаграммы направленности совпадает

с осью резонатора, а угол расхождения луча можно определить

по формуле

~0,5

Рис. 21.5