Разновидности полупроводниковых лазеров

Полосковые лазеры. Было исследовано большое число конструкций лазеров, выполненных на основе полосковой геометрии. Одной из наиболее эффективных оказалась мезаполосковая структура, представленная на рис. 21.11. Приборы этого типа позволяют реализовать одномодовый режим работы при пороговом токе менее 50 мА. Размеры структуры: ширина — 6 мкм, длина — 100 мкм, толщина активной области — 0,5 мкм. Однако пороговая плотность тока — 6 кА/см² больше по сравнению с 1 кА/см² для структуры с большей шириной.

Гетеролазеры с распределенной обратной связью. Наиболее эффективным способом формирования требуемой оптической обратной связи является использование обратного рассеяния Брэгга при периодическом изменении коэффициента преломления и (или) усиления в лазерном волноводе. Такие изменения (возмущения) могут быть получены за счет травления периодической рифленой структуры на границе между активным р-ОаАз-слоем и р-ОаА1Аз-слоем в односторонней гетероструктуре (рис. 21.12). Решетчатая структура получается за счет интерферометрической экспозиции фоторезиста на поверхности р ИаАэ с последующим полным травлением через полученный фоторезист и наращиванием слоя АЮаАэ. Период травления X выбирается из условия.

где — длина волны излучения лазера в свободном пространстве; Р— постоянная распространения в волноводе; т = 1, 2, 3, … — целое число; п — коэффициент преломления волноводного материала.

Рис. 21.11.

Рис. 21.12.

Длина волны излучения ОаАз/АЮаАз-лазеров при наличии распределенной обратной связи в решетчатой структуре изменя;

о ется приблизительно на 0,5 А/К из-за изменения коэффициента преломления в зависимости от температуры. Для гомолазеров с резонаторами Фабри—Перо изменения длины волны от температуры составляют величину ~ 4 А/К и вызваны изменением ширины запрещенной зоны полупроводника. Из других особенностей лазеров с распределенной обратной связью следует отметить волновую селективность, возможность контроля продольных мод и хорошо сколлимированные выходные лучи.

В лазерах с распределенной обратной связью можно осуществить согласование оптических эффектов, обусловленных периодической структурой и резонаторами типа Фабри—Перо. Физический механизм такого согласования поясняется на рис. 21.13. По законам геометрической оптики лучи от выступов будут рассеиваться в фазе, если дополнительное расстояние X + Ь для лучей 1…4 при рассеивании от соседних выступов будет кратно длине волны света в материале (Х₀/п)_у т. е.

причем b отсчитывается от плоского фронта волны (ПФВ), а Л — период решетки Брэгга. Поскольку b = X sin 0, то.

Если Х₀/п = X, тогда 0 = 0 при т = 1, волновой фронт будет параллелен р—я переходу лазера и лучи будут ортогональны. При.

Рис. 21.13.

т = О решение (21.6) будет описывать рассеяние света в прямом направлении, а при т = 2 — в обратном направлении. Как прямая, так и обратные волны рассеиваются, распространяясь как выше, так и ниже рифленой поверхности. Возможные углы лучей в воздухе после отражений определяются из соотношения.

где Ф — угол волнового фронта, измеренный относительно нормали. Поскольку sin Ф < 1 и п = 3,6 для GaAs и AlGaAs, во внешнем пространстве будут видны только лучи внутри конуса с углом 16°. Оптимальное расположение поверхности рифления при распределенной обратной связи ортогонально переходу и определяется соотношением.

Формула (21.8) определяет брэгговское рассеяние порядка 2р в структуре с распределенной обратной связью. При р = 1 существует только излучательная мода, нормальная к плоскости рифления. Величина расходимости выходного луча вдоль направления рифления ~ 0,35° и может быть вычислена по формуле (21.7). Дифференцируя это выражение, получаем.

При ДА. = 6 А угол расходимости составляет 0,21°. Расчеты показывают, что расходимость в ортогональном плоскости рифления направлении составляет 10°. Это хорошо согласуется с измеряемой диаграммой направленности в дальней зоне. Выходное излучение полностью поляризовано (вектор электрического поля волны параллелен плоскости рифления). Уровень безизлучательной рекомбинации в переходной области достаточно высок даже при получении рифления травлением. Поэтому часто используют структуру с разделением активной и волноводной областей (рис. 21.14).

Для уменьшения рабочего тока в ДГС-лазерах необходимо уменьшать толщину активной области с/ (см. рис. 21.8).

Однако, если размер активной области становится меньше длины волны, в ней резко возрастают оптические поте;

Рис. 21.14.

ри, обусловленные просачиванием света в соседние с активной низкоомные области и ухудшением волноводных свойств активной среды. Чтобы снизить влияние этих эффектов, необходимо разделить области электронного и оптического ограничения. На рис. 21.14 сверхтонкий активный слой р-ваАв толщиной й <& X размещается внутри более толстых слоев.

При подаче прямого напряжения электроны и дырки из широкозонных п и р областей инжектируются в прилегающие к ним области, так же, как это происходит в обычной ДГС-структуре. Профили изменения концентрации в р областях подбираются таким образом, чтобы основная доля инжектированных носителей, создающих инверсию населенностей, была сосредоточена внутри слоя р ваАв, а оптический волновод формируется на границах р-СаАя и р-ваА! Ав.

На рис. 21.14 области преимущественного распространения света обозначены светлыми полосками рядом с р-ОаАв.

В современных лазерах с раздельным оптическим и электронным ограничением активная область, где происходят накопление и излучательная рекомбинация неравновесных электронов и дырок, представляет собой квантоворазмерные структуры (см. гл. 10), в которых функция плотности энергетических состояний имеет ступенчатый вид, что уменьшает тепловое размытие в распределении носителей по энергии и облегчает достижение инверсной населенности. Максимальный коэффициент усиления возрастает, а температурная зависимость пороговой плотности ослабевает.

Для формирования квантоворазмерных структур слои должны быть тонкими, причем каждая из областей п- и р-гетероструктуры на рис. 21.14 является слоистой с различной концентрацией и различными соотношениями примесей А1 и Иа.

Необходимость изготовления сверхтонких слоев (~ 0,01…0,1… 1,0 мкм) для создания активных структур в лазерах с раздельным ограничением тока накачки и излучаемого света предъявляет очень высокие требования к технологии изготовления и к контрольно-измерительной технике. По сути дела, необходимо контролировать структуры с точностью до одного атомного слоя. Технологии, позволяющие реализовать такие параметры, называются нанотехнологиями (см. гл. 10).

В заключение отметим, что использование квантоворазмерных структур в активной области ДГС-лазеров с раздельным ограничением дает возможность: уменьшить пороговую плотность тока накачки, ослабить влияние температуры, увеличить коэффициент усиления активной среды на единицу длины, улучшить спектральные характеристики.