Характеристики полупроводниковых лазерных излучателей постоянно совершенствуются. Основными вехами истории их развития являются: создание первых лазерных диодов на основе p-n перехода в монокристалле
В полупроводниковой активной среде можно достигнуть большого оптического усиления, что обуславливает возможность использования активных элементов малых размеров (длина резонатора 50 мкм – 1 мм) и обеспечивает компактность таких лазеров. Помимо компактности, полупроводниковые лазеры обладают высоким кпд (до 50%). А большой выбор современных полупроводниковых материалов обеспечивает генерацию в широком спектральном диапазоне (от 0,3мкм до 30 мкм). Эти качества обеспечили полупроводниковым лазерам широкое применение в различных областях современной деятельности человека.
Для работы лазера любого типа необходимо выполнение следующих основных требований: 1) создание инверсной заселённости на одном из оптических переходов; 2) превышение усиления над потерями; 3) наличие резонатора для обеспечения положительной обратной связи.
В отличие от лазеров других типов, в полупроводниковых лазерах используются излучательные квантовые переходы между разрешёнными энергетическими зонами, а не между дискретными уровнями энергии. Инверсная населённость создаётся с помощью инжекции через p-n переход неравновесных носителей тока, путём приложения внешнего напряжения в прямом направлении. Дело в том, что распределение электронов по возможным энергетическим уровням в полупроводниках зависит от концентрации примеси и температуры кристалла. При этом для каждой температуры существует вполне определённое распределение электронов по энергетическим состояниям. При изменении температуры через некоторое время устанавливается равновесие электронов и атомов и происходит новое распределение электронов по энергетическим уровням. При этом часть электронов может обладать энергией, достаточной, чтобы перейти в зону проводимости и стать свободными носителями тока. Эти свободные носители, существующие при тепловом равновесии, называются равновесными носителями тока. Если возбуждение электронов происходит не в результате теплового воздействия, а за счёт других процессов, например, путём освещения полупроводника или путём приложения электрического поля, то в течение относительно длительного времени электроны могут обладать температурой, большей, чем температура атомов, что приводит к увеличению электропроводности, и такие электроны (и дырки) называются неравновесными носителями тока. Наряду с генерацией неравновесных носителей существует обратный процесс – рекомбинация электронов и дырок – переход электронов из зоны проводимости в валентную зону, в результате чего происходит исчезновение электронов и дырок. Рекомбинация может сопровождаться излучением фотонов, что и лежит в основе работы полупроводниковых лазеров.
На рис.1.5. представлено положение уровня Ферми в собственном и примесном полупроводниках. Одно из важных свойств уровня Ферми заключается в том, что в системе, состоящей из полупроводников n- и p-типа и, если к ним не приложено напряжение, уровни Ферми (Fn и Fp) у них выравниваются (рис.1.5а). А если они находятся под разными потенциалами, то уровни Ферми в них сдвигаются на величину разности потенциалов (рис.1.5б).
Рис.1.5. Энергетическая диаграмма инжекционного полупроводникового лазера: p-n переход без приложенного внешнего напряжения (а); p-n переход при приложении внешнего напряжения в прямом направлении (б). d - ширина p-n перехода, l - реальная ширина области, обеспечивающей работу лазера.
В этом случае в зоне p-n перехода создаётся инверсная заселённость и электроны совершают переход из зоны проводимости в валентную зону (рекомбинируют с дырками). При этом испускаются фотоны с энергией hw. По такому принципу работает светодиод. Если для этих фотонов создать обратную положительную связь в виде оптического резонатора, то в области p-n перехода при больших значениях внешнего приложенного напряжения можно получить лазерную генерацию. При малых значениях внешнего приложенного напряжения процесс образования и рекомбинации неравновесных носителей происходит хаотично и излучение обладает малой мощностью и является некогерентным и немонохроматическим. Это соответствует светодиодному режиму работы полупроводникового излучателя. При увеличении тока выше порогового значения излучение становится когерентным, его спектральная ширина сильно сужается, а интенсивность резко возрастает – начинается лазерный режим работы полупроводникового излучателя. При этом также увеличивается степень линейной поляризации генерируемого излучения.
На рис.1.6 схематично представлена конструкция полупроводникового лазера и распределение интенсивности выходного излучения. Как правило, в таком лазере резонатор создаётся полировкой двух диаметрально противоположных сторон кристалла, перпендикулярных плоскости p-n перехода. Эти плоскости делаются параллельными и полируются с высокой степенью точности. Выходную поверхность можно рассматривать как щель, через которое проходит излучение. Угловая расходимость излучения лазера определяется дифракцией излучения на этой щели. При толщине p-n перехода в 20 мкм и ширине – 120 мкм, угловая расходимость соответствует приблизительно 60 в плоскости XZ и 10 – в плоскости YZ.
Рис.1.6 Принципиальная схема лазера на p-n переходе. 1-область p-n перехода (активный слой); 2-сечение лазерного пучка в плоскости ХY.
В современных полупроводниковых лазерах широко используются так называемые полупроводниковые гетероструктуры. Лазеры на основе гетероструктур обладают лучшими характеристиками, например, большей выходной мощностью и меньшей расходимостью. Пример двойной гетероструктуры приведен на рис.1.7, а её энергетическая схема – на рис. 1.8.
Рис.1.7. Полупроводниковая двойная гетероструктура. 1-проводящий металлизированный слой для создания электрического контакта; 2-слой GaAs (n); 3-слой Al0.3Ga0.7As (n); 4-слой, соответствующий зоне инжекции носителей заряда (p-n-переход); 5-слой Al0.3Ga0.7As (p); 6-слой GaAs (p); 7-непроводящий слой оксида металла для ограничения тока через p-n-переход, формирующий зону генерации излучения; 8,9-прилегающие слои для создания электрического контакта; 10-подложка с теплоотводом.
Рис.1.8. Энергетическая схема двойной гетероструктуры, ось Y и номера слоёв соответствуют рис.3. ΔЕgc-ширина запрещённой зоны; ΔЕgv-ширина запрещённой зоны p-n-перехода.
Анализ зависимость мощности излучения от длины волны, показывает, что в светодиодном режиме ширина спектра максимальна, а сама кривая имеет гладкий непрерывный характер.
Рис.1.9.Зависимость мощности излучения от длины волны.
При приближении величины тока накачки к пороговому значению, ширина спектра генерации существенно уменьшается.
В режиме лазерной генерации кривая имеет ярко выраженные спектры отдельных мод, возникающие из-за не идеальности оптического резонатора. Ширина спектра при этом обычно не превышает нескольких нанометров, а ширина спектральной линии отдельной моды менее 0,01 нм.
По виду спектральной характеристики лазеры подразделяются на:
– одномодовые – основная мощность излучается на одной моде, а все остальные имеют существенно меньшую амплитуду;
– многомодовые – имеется несколько мод излучения, сравнимых по амплитуде.
Частотная характеристика – зависимость значения амплитуды импульса оптического излучения от частоты модуляции.
Резонансный характер АЧХ лазера объясняется тем, что рост концентрации носителей в активной области, вызванный увеличением модулирующего тока, происходит с некоторой задержкой.
Повышение концентрации вызывает рост рекомбинационного излучения, которое, опять с задержкой, увеличивает индуцированную рекомбинацию, что приводит к падению концентрации носителей. Наличие задержек приводит к переходу через равновесное состояние и процесс становится колебательным – явление электрон-фотонного резонанса. Переходная характеристика – характеризует импульсный режим работы; из-за явления электрон-фотонного резонанса имеет релаксационные колебания. Ток смещения желательно поддерживать возможно ближе к пороговому для уменьшения времени переходных процессов и повышения быстродействия. При импульсной модуляции даже лазеры, стационарное излучение которых является одномодовым, оказываются многомодовыми в течение нескольких наносекунд при импульсном переходе через порог лазерной генерации.
