Лекции по гетеропереходам / курс лекций физика и технология полупроводниковых наноструктур / 13_Модовый характер излучения

В случае квантово-размерной активной области, расположенной в центре волновода, фактор оптического ограничения для фундаментальной моды всегда максимален: Г0>Гq, где q=1, 2…(причем для нечетных мод Гq≈0)

Поскольку условие порога лазерной генерации:

может показаться, что при любой толщине волновода предпочтение имеет фундаментальная мода.

Однако, значение коэффициентов отражения от граней резонатора не является величиной постоянной и зависит о характера распределения моды в волноводе (т.е. зависит от номера моды и толщины волновода).

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 21

Качественный вид зависимости коэффициента отражения от ширины волновода и номера моды.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 22

Для ТЕ-мод абсолютный минимум величины ln(1/R) убывает с увеличением номера зоны. Поэтому, даже с учетом меньшего фактора оптического ограничения, возможен переход к генерации моды более высокого порядка при увеличении ширины волновода (или уменьшении оптического контраста).

Для ТМ-мод коэффициент отражения от граней всегда ниже (т.е. потери выше), что приводит к отбору ТЕ-поляризации в лазерном излучении.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 23

Пространственное распределение выходящего излучения: Ey(x,z) или

Ey(r,Θ)

x

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 24

В большинстве случаев нас интересует расходимость луча, т.е. угловое распределение интенсивности излучения в дальней зоне (такой что r>>λ0).

Картина излучения в дальней зоне определяется видом распределения интенсивности оптической моды в ближней зоне, т.е. видом зависимости

Ey(x,z=0):

Таким образом, угловое распределение является, с точностью до множителя cosΘ, Фурье-образом от распределения оптической моды внутри волновода.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 25

Расходимость луча обычно характеризуется углом, на котором интенсивность достигает половины максимума, Θ1/2

Приближенная формула:

Θ1/ 2 ≈ arctg λ0

πw

где w – ширина распределения моды (ширина ближнего поля)

С другой стороны Γ ≈ dQW / w, где dQW – ширина квантовой ямы

Чем w больше, тем Г меньше, но тем меньше и Θ1/2

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 27

AlAs in SCH region, %

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 28

Вобщем случае мы можем сказать, что чем шире распределение моды

вближнем поле, тем уже расходимость выходного луча. Однако, широкое распределение моды в ближнем поле означает также и малое перекрытие моды и активной области, т.е. малый фактор оптического ограничения.

Таким образом, возможность достижения узконаправленного лазерного излучения ограничена:

1.Снижением фактора оптического ограничения (т.е., в конечном счете, возрастанием порогового тока)

2.Возникновением моды более высокого порядка

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 29

Аналогично поперечному направлению, свет должен быть также ограничен и в латеральном направлении, если требуется достижение пространственно-одномодового излучения. Однако, в этом случае отсутствует возможность формирования ограничения непосредственно в эпитаксиальном процессе и требуется применение специальных постростовых методов.

Проблема организации латерального ограничения световой волны тесно взаимосвязана с проблемой подавления боковых утечек тока. Растекание тока приводит к тому, что вне геометрической области контактного полоска существует концентрация носителей. Поскольку эта концентрация оказывается ниже пороговой, рекомбинация носителей дает вклад в пороговую плотность тока, не давая в то же время вклада в лазерное излучение.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 13, стр. 30